apunte teórico

Transcripción

apunte teórico

Teorı́a de los Circuitos I
Roberto Gastón Araguás
22 de agosto de 2016
2
Índice general
1. Fundamentos
1.1. Circuito idealizado . . . . . . . . . . . . . . .
1.1.1. Resistencia - Ley de Ohm . . . . . . .
1.1.2. Autoinductancia - Ley de Faraday . .
1.1.3. Capacitancia . . . . . . . . . . . . . .
1.1.4. Fuentes ideales de tensión o corriente .
1.2. Leyes de Kirchhoff . . . . . . . . . . . . . . .
1.2.1. Ley de Kirchhoff de las corrientes . . .
1.2.2. Ley de Kirchhoff de las tensiones . . .
1.3. Asociación equivalente de elementos . . . . .
1.3.1. Elementos en serie . . . . . . . . . . .
1.3.2. Elementos en paralelo . . . . . . . . .
1.4. Sistemas lineales . . . . . . . . . . . . . . . .
1.5. Potencia y energı́a . . . . . . . . . . . . . . .
1.5.1. Resistor . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.5.2. Inductor . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.5.3. Capacitor . . . . . . . . . . . . . . . .
1.6. Inducción mutua . . . . . . . . . . . . . . . .
1.6.1. Relación entre los coeficientes M y L .
1.6.2. Regla de los puntos . . . . . . . . . . .
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
2. Señales
2.1. Señales de excitación variables . . . . . . . . . .
2.1.1. Señales periódicas . . . . . . . . . . . . .
2.1.2. Señales pseudoperiódicas . . . . . . . . . .
2.1.3. Señales aperiódicas . . . . . . . . . . . . .
2.2. Parámetros caracterı́sticos de una señal variable .
2.3. Valores asociados a la amplitud . . . . . . . . . .
2.3.1. Valor instantáneo . . . . . . . . . . . . . .
2.3.2. Valor máximo . . . . . . . . . . . . . . . .
2.3.3. Valor pico a pico . . . . . . . . . . . . . .
2.3.4. Valor medio . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.3.5. Valor medio de módulo o absoluto . . . .
3
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
9
10
10
11
13
14
18
18
20
21
21
23
24
24
25
25
27
27
30
30
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
35
35
35
35
36
36
37
37
38
38
38
39
4
ÍNDICE GENERAL
2.3.6. Valor eficaz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.3.7. Factores caracterı́sticos de señales periódicas . . .
2.4. Señales periódicas de uso común . . . . . . . . . . . . . .
2.4.1. Rectangular . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.4.2. Cuadrada . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.4.3. Diente de sierra . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.4.4. Triangular . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.4.5. PWM (Pulse Wide Modulation) . . . . . . . . . .
2.5. Señales aperiódicas fundamentales . . . . . . . . . . . . .
2.5.1. Impulso o delta de Dirac . . . . . . . . . . . . . . .
2.5.2. Escalón unitario . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.5.3. Rampa unitaria . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.6. Construcción de señales aperiódicas usando fundamentales
2.6.1. Pulso rectangular . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.6.2. Pulso triangular . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
39
42
43
43
43
43
44
45
45
45
46
47
47
48
48
3. Circuitos de primer y segundo orden
3.1. Circuitos de primer orden . . . . . . . . . . . . . . .
3.1.1. Circuito sin fuente . . . . . . . . . . . . . . .
3.1.2. Circuito RL sin fuente . . . . . . . . . . . . .
3.1.3. Circuito RC sin fuente . . . . . . . . . . . . .
3.2. Constante de tiempo τ . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.2.1. Potencia y energı́a . . . . . . . . . . . . . . .
3.3. Respuesta a una fuente constante . . . . . . . . . . .
3.3.1. Circuito RC con fuente constante . . . . . . .
3.4. Resolución por superposición . . . . . . . . . . . . .
3.5. Respuesta natural más forzada . . . . . . . . . . . .
3.6. Respuesta a una fuente no constante . . . . . . . . .
3.7. Alimentación con fuente sinusoidal. Corriente alterna
3.8. Sistemas de segundo orden . . . . . . . . . . . . . . .
3.8.1. Solución natural . . . . . . . . . . . . . . . .
3.8.2. Condiciones iniciales . . . . . . . . . . . . . .
3.8.3. Solución forzada . . . . . . . . . . . . . . . .
3.8.4. Soluciones linealmente dependientes . . . . .
3.9. Sistemas de orden superior . . . . . . . . . . . . . .
3.9.1. Solución natural . . . . . . . . . . . . . . . .
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
49
49
49
50
52
56
57
59
59
65
66
68
70
72
75
80
81
82
83
83
4. Transformada de Laplace
4.1. Transformada de Laplace . . . . . . .
4.1.1. Definición . . . . . . . . . . . .
4.1.2. Propiedades de la transformada
4.2. Aplicación a la resolución de circuitos
4.2.1. Función de transferencia . . . .
4.2.2. Circuito equivalente de Laplace
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
87
87
87
89
94
97
99
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
5
ÍNDICE GENERAL
4.2.3. Teorema del valor inicial . . . . .
4.2.4. Teorema del valor final . . . . . .
4.3. Transformada inversa de Laplace . . . .
4.3.1. Desarrollo en fracciones parciales
4.3.2. Fórmula de Heaviside . . . . . .
4.4. Respuesta al impulso . . . . . . . . . . .
4.5. Teorema de convolución . . . . . . . . .
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
103
104
105
105
111
113
115
5. Método fasorial
5.1. Cálculo fasorial . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.1.1. Fundamentación . . . . . . . . . . . . . .
5.1.2. Fasor y fasor armónico . . . . . . . . . . .
5.1.3. Fasor eficaz . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.1.4. Transformada fasor . . . . . . . . . . . . .
5.2. Relación tensión-corriente fasorial . . . . . . . . .
5.2.1. Resistor . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.2.2. Inductor . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.2.3. Capacitor . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.3. Resolución de circuitos usando fasores . . . . . .
5.3.1. Circuito equivalente fasorial . . . . . . . .
5.4. Impedancia y admitancia compleja . . . . . . . .
5.4.1. Conversión impedancia-admitancia . . . .
5.4.2. Asociación de impedancias . . . . . . . .
5.4.3. Diagrama fasorial . . . . . . . . . . . . . .
5.5. Potencia . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.5.1. Potencia instantánea . . . . . . . . . . . .
5.5.2. Potencia activa, reactiva y aparente . . .
5.5.3. Cálculo de potencia en el dominio fasorial
5.5.4. Triángulo de potencias . . . . . . . . . . .
5.5.5. Potencia compleja S . . . . . . . . . . . .
5.5.6. Factor de potencia . . . . . . . . . . . . .
5.5.7. Corrección del factor de potencia . . . . .
5.6. Señales poliarmónicas . . . . . . . . . . . . . . .
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
119
119
119
120
120
121
122
122
123
125
126
127
128
130
131
132
135
135
138
141
143
143
145
146
147
.
.
.
.
.
.
.
149
. 149
. 152
. 155
. 156
. 157
. 159
. 161
6. Resolución sistemática de circuitos
6.1. Método de las corrientes en las mallas
6.1.1. Generalización . . . . . . . . .
6.1.2. Acoplamiento magnético . . . .
6.1.3. Impedancia de entrada . . . . .
6.1.4. Impedancia de transferencia . .
6.2. Método de las tensiones en los nudos .
6.2.1. Generalización . . . . . . . . .
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
6
ÍNDICE GENERAL
7. Teoremas circuitales
7.1. Teorema de Thevenin . . . . . . . . . . . . . . . . . .
7.2. Teorema de Norton . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
7.2.1. Equivalente Thevenin-Norton . . . . . . . . . .
7.2.2. Aplicación sucesiva Thevenin-Norton . . . . . .
7.3. Teorema de sustitución, o teorema de Miller . . . . . .
7.4. Teorema de compensación . . . . . . . . . . . . . . . .
7.5. Teorema de reciprocidad . . . . . . . . . . . . . . . . .
7.6. Teorema de Millman . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
7.7. Teorema de transferencia de potencia máxima . . . . .
7.7.1. Carga resistiva pura . . . . . . . . . . . . . . .
7.7.2. Carga genérica . . . . . . . . . . . . . . . . . .
7.8. Transformación estrella - triángulo . . . . . . . . . . .
7.8.1. Cuadripolos equivalentes . . . . . . . . . . . . .
7.8.2. Impedancias de entrada, salida y transferencia
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
165
165
167
167
167
167
168
168
169
170
171
172
173
174
175
8. Resonancia
8.1. Resonancia en un circuito serie RLC simple . . . . . . . .
8.1.1. Variación de la impedancia . . . . . . . . . . . . .
8.1.2. Análisis de admitancias . . . . . . . . . . . . . . .
8.2. Sobretensión en circuitos serie resonantes . . . . . . . . .
8.3. Ancho de banda . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
8.3.1. AB en circuito RLC serie . . . . . . . . . . . . . .
8.4. Factor Q0 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
8.4.1. Cálculo de Q0 en RLC serie . . . . . . . . . . . . .
8.4.2. Cálculo de Q0 en RLC paralelo . . . . . . . . . . .
8.4.3. Factor Q0 como factor de sobretensión . . . . . . .
8.5. Resonancia de un circuito paralelo de dos ramas . . . . .
8.5.1. Resonancia por variación de elementos de circuito
8.6. Lugar geométrico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
8.6.1. Lugar geométrico de elementos en serie . . . . . .
8.7. Lugar geométrico de un circuito paralelo de dos ramas . .
8.7.1. Lugar geométrico por variación de la inductancia .
8.7.2. Lugar geométrico por variación de resistencia . . .
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
179
179
180
181
182
184
185
188
188
189
190
193
195
196
197
200
201
204
9. Sistemas polifásicos
9.1. Sistema bifásico . . . . . . . . . . . . . . . . .
9.2. Sistema trifásico . . . . . . . . . . . . . . . .
9.2.1. Generador en configuración estrella . .
9.2.2. Generador en configuración triángulo .
9.3. Resolución de sistemas trifásicos perfectos . .
9.3.1. Cargas en configuración estrella . . . .
9.3.2. Cargas en configuración triángulo . . .
9.3.3. Cálculo de potencias . . . . . . . . . .
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
205
205
207
207
210
211
211
212
214
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
7
ÍNDICE GENERAL
9.4. Resolución de sistemas trifásicos deformados . . . . . . . . . . 217
9.4.1. Cargas desbalanceadas en estrella con cuatro conductores217
9.4.2. Cargas desbalanceadas en estrella con tres conductores 217
9.4.3. Cargas desbalanceadas en configuración triángulo . . . 217
9.4.4. Potencia en cargas desbalanceadas . . . . . . . . . . . 217
A. Ecuaciones diferenciales
219
B. Serie de Fourier
B.1. Desarrollo de señales en serie de Fourier
B.1.1. Serie en senos y cosenos . . . . .
B.1.2. Serie senoidal . . . . . . . . . . .
B.1.3. Serie compleja . . . . . . . . . .
C. Uso básico de Maxima
C.1. Maxima/wxMaxima . . . . . . . . .
C.1.1. La intefaz gráfica wxMaxima
C.2. Operaciones con Maxima . . . . . .
C.2.1. Ecuaciones diferenciales . . .
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
221
. 221
. 221
. 222
. 223
.
.
.
.
225
. 225
. 225
. 226
. 229
8
ÍNDICE GENERAL
Capı́tulo 1
Fundamentos
Cualquier problema eléctrico que involucre señales que varı́an en el tiempo puede ser completamente resuelto usando la teorı́a electromagnética descripta por las ecuaciones de Maxwell. Esta teorı́a analiza los campos eléctricos y magnéticos del problema, y la disposición geométrica de sus partes
componentes.
Teniendo en cuenta las siguientes restricciones:
1. las dimensiones del circuito son suficientemente pequeñas en comparación con la longitud de onda de las señales, y
2. los efectos de disipación y almacenamiento de energı́a en forma de campo eléctrico y magnético que se produce a lo largo de todo el circuito
pueden ser reproducidos en elementos idealizados de dos terminales,
que concentran dichos efectos
entonces se puede aplicar la llamada Teorı́a de los circuitos para su análisis
y resolución.
La primera de estas condiciones implica que las tensiones y corrientes
instantáneas medidas a lo largo de un cable pueden ser consideradas constantes para un determinado t, es decir que no haya diferencia debido al
tiempo de propagación de la onda electromagnética en diferentes puntos de
la lı́nea. Entonces los parámetros se pueden aproximar
v(x, t) ≈ v(t),
i(x, t) ≈ i(t).
(1.1)
(1.2)
Para un sistema con una frecuencia de 50Hz por ejemplo, puede aplicarse
el método con gran exactitud a circuitos de varios kilómetros de longitud.
En cambio a frecuencias del orden de los GHz, se debe utilizar la teorı́a
electromagnética cuando la dimensión del circuito supera el centı́metro.
La segunda condición es una consecuencia directa de la primera, ya que
si la señal puede considerarse constante a lo largo del circuito los efectos
9
10
CAPÍTULO 1. FUNDAMENTOS
de almacenamiento y disipación de energı́a pueden considerarse agrupados
sin alterar el comportamiento del sistema. Los elementos utilizados para
representar la disipación y el almacenamiento de energı́a se los llama resistor,
inductor y capacitor.
La Teorı́a de los circuitos consiste en la aplicación de una serie de leyes
obtenidas de experimentos realizados a lo largo de la historia, sobre un
modelo idealizado de circuito.
1.1.
Circuito idealizado
El modelo idealizado de circuito se obtiene al representar los procesos
energéticos presentes en un circuito eléctrico mediante diferentes elementos
ideales, considerando las dos condiciones antes mencionadas. Los parámetros
distribuidos a lo largo del circuito real son reemplazados por resistencias, inductores y capacitores (parámetros concentrados), las conexiones se realizan
con cables ideales y las fuentes de alimentación se reemplazan por fuentes
ideales de tensión o corriente. Sobre estos elementos tienen lugar todos los
posibles comportamientos de la energı́a en un circuito a baja frecuencia. En
el resistor se produce la disipación de la energı́a al medio en forma irreversible, en el inductor se almacena la energı́a en forma de campo magnético
y en el capacitor se almacena la energı́a en forma de campo eléctrico. Las
fuentes son las que introducen la energı́a al circuito.
Para comenzar a estudiar los circuitos y las leyes que se utilizan en
la Teorı́a de los circuitos, es necesario formular las siguientes definiciones
respecto de la topologı́a de los circuitos:
Rama porción de circuito comprendido entre dos puntos de conexión o
terminales.
Nudo o nodo punto donde concurren varias ramas. Si concurren tres ramas o más se llama nudo principal.
Malla o lazo cualquier trayectoria cerrada dentro del circuito que resulte
de recorrerlo en un mismo sentido regresando al punto de partida sin
pasar dos veces por la misma rama.
A continuación presentaremos los elementos ideales que conforman un
circuito idealizado. Los comportamientos fı́sicos que estos elementos ideales
representan fueron descubriendose a lo largo de la historia de la ciencia
mediante distintos experimentos, que dieron lugar a las hoy conocidas leyes
de la electricidad, como por ejemplo la Ley de Ohm.
1.1.1.
Resistencia - Ley de Ohm
Si consideramos una rama compuesta por un elemento resistivo puro, la
corriente eléctrica que circula por ella y la diferencia de potencial o caı́da
11
1.1. CIRCUITO IDEALIZADO
de tensión que aparece entre sus extremos tienen una relación lineal, que
depende del valor del elemento resistivo.
Esta relación se obtuvo inicialmente en forma empı́rica considerando
elementos reales. El fı́sico alemán Georg Ohm publicó en 1826 que para casi
todos los conductores ensayados la caı́da de tensión entre los extremos era
mayor cuando mayor era la longitud del cable, y que a su vez era proporcional
a la corriente, dando lugar a la conocida Ley de Ohm 1 .
Originalmente fue formulada en su versión vectorial, que relaciona la
densidad de corriente J con el campo eléctrico E mediante la conductividad
σ del material
J = σE.
(1.3)
Su forma simplificada para el uso en Teorı́a de los circuitos es
vR = RiR ,
(1.4)
donde R es el elemento concentrado que representa el intercambio (disipación) de energı́a con el medio en un circuito idealizado.
Esta ley es válida para todos los metales, el factor de proporcionalidad
R se llama resistencia, se mide en ohmios [Ω] y depende de una propiedad
del material llamada resistividad ρ (inversa de la conductividad σ), de su
longitud ℓ y de su sección A
ℓ
R=ρ .
A
(1.5)
La ecuación (1.4) nos dice que a mayor corriente, mayor caı́da de tensión
en R, es decir que la corriente debe atravesar al resistor entrando por el
extremo de mayor potencial para que esta igualdad sea válida, como se
muestra en la figura 1.1. Si una corriente ĩ atraviesa al resistor desde su
extremo de menor potencial, es decir que ĩR = −iR , entonces la relación
tensión corriente con ĩR será
ĩR = −iR = −
1.1.2.
vR
.
R
(1.6)
Autoinductancia - Ley de Faraday
El cientı́fico estadounidense Joseph Henry mientras experimentaba con
electroimanes notó que al circular corriente eléctrica por estos circuitos se
producı́a un fenómeno similar a la cantidad de movimiento mecánico de los
cuerpos en velocidad (p = M asa · vel.), es decir que esa corriente eléctrica
1
Aunque se ha demostrado que en realidad esta ecuación fue descubierta 46 años antes
en Inglaterra por Henry Cavendish.
12
tendı́a a seguir circulando de forma constante en el tiempo. Este fenómeno
fue denominado momento electrocinético y se lo representó con la letra λ
λ = LiL .
(1.7)
La constante de proporcionalidad L, al igual que la masa M de un cuerpo,
es una caracterı́stica del circuito. Esta constante L se denomina autoinductancia y su unidad de medida es el Henrio [H].
Del mismo modo que para modificar la cantidad de movimiento p de un
cuerpo se debe aplicar una fuerza F , Henry encontró que para modificar el
momento electrocinético λ se debe aplicar una diferencia de potencial, es
decir
vL =
d(LiL )
dλ
=
,
dt
dt
(1.8)
donde si L es invariante en el tiempo
vL = L
diL
.
dt
(1.9)
En forma independiente, en 1831 Michael Faraday desarrolló en Inglaterra su conocida teorı́a de la inducción electromagnética, en la cual utilizando
el concepto de campo magnético y lı́neas de flujo describió cómo al someter
un conductor a un campo variable, o al cortar con este las lı́neas de flujo
del campo, aparece una tensión inducida en el conductor que origina una
circulación de corriente. Si por el contrario se hace circular una corriente variable por el conductor, el campo magnético propio que genera autoinduce
una tensión proporcional a la variación de su flujo
vL =
dΦ
.
dt
(1.10)
En el caso que el flujo magnético sea producido por un arrollamiento de N
espiras, la ecuación anterior queda multiplicada por N
vL = N
dΦ
.
dt
(1.11)
Igualando los voltajes deducidos por Henry (ec. 1.9) y Faraday (ec. 1.11)
se puede relacionar el momento electrocinético con el flujo magnético
vL = L
diL
dΦ
=N
dt
dt
LiL = N Φ
⇒
L=
(1.12)
NΦ
.
iL
(1.13)
En la figura 1.1 se muestra la relación tensión corriente en un inductor
según (1.9), es decir con la corriente entrante por el extremo de mayor
13
potencial. Si una corriente ĩL atraviesa al inductor entrando por el extremo
de menor potencial, tal que ĩL = −iL , entonces la relación tensión-corriente
será
vL = −L
dĩL
.
dt
(1.14)
Según (1.9), una variación de corriente en el inductor provoca en sus
extremos una tensión vL proporcional a esta variación, es decir que cuando
más brusca sea la variación mayor será la tensión inducida vL . Esto significa
que la corriente que atraviesa un inductor no puede presentar discontinuidades, pues una discontinuidad en la corriente inducirı́a una tensión infinita
en el elemento. Esta caracterı́stica propia de los inductores se conoce como
condición de continuidad de corriente en el inductor.
1.1.3.
Capacitancia
El almacenamiento de energı́a en forma de campo eléctrico fue el efecto
más tempranamente observado, el experimento se conoce como “botella de
Leyden” y fue realizado en el año 1746. Se descubrió que aislando dos placas
metálicas, una en el interior y otra en el exterior de la botella, se podı́an
almacenar cargas eléctricas, lo que dio lugar al primer capacitor.
Mas tarde se encontró que la cantidad de cargas acumuladas era proporcional a la diferencia de potencial entre las placas
q = CvC
(1.15)
La constante C se llama capacitancia y se mide en faradios [F ].
Recordando que la corriente eléctrica i es igual a la variación de cargas por tiempo, derivando (1.15) respecto al tiempo obtenemos la relación
tensión - corriente en un capacitor
iC = C
dvC
dt
(1.16)
donde C es constante. En la figura 1.1 se muestra la relación dada por (1.16)
con sus referencias. Si una corriente ĩC = −iC recorre el capacitor entrando
por el extremo de menor potencial entonces la relación tensión corriente será
ĩC = −C
dvC
.
dt
(1.17)
La relación tensión corriente (1.16) indica que una corriente en el capacitor provocará una variación de tensión en sus bornes, que será mayor
cuanto mayor sea dicha corriente. Si se sigue incrementando la corriente la
variación de tensión será cada vez mayor, pero para valores reales de corrientes la variación será siempre finita. Por lo tanto la tensión a bornes del
capacitor no puede ser discontinua, pues esto implica una corriente infinita,
esto se conoce como condición de continuidad de tensión en el capacitor.
14
resistor R
inductor L
iR
vR
capacitor C
iL
vL
L
vL = L di
dt
vR = RiR
iC
vC
C
iC = C dv
dt
Figura 1.1: Relación tensión - corriente en los elementos R, L y C
1.1.4.
Fuentes ideales de tensión o corriente
Las fuentes ideales son las encargadas de aportar la energı́a al circuito.
Una fuente ideal es un elemento capaz de proporcionar una tensión o corriente determinada, independiente de la carga. En cambio, una fuente real
proporciona una tensión o corriente de salida que depende de la carga que
esté alimentando. Esto se debe a que la corriente de salida debe atravesar
la resistencia interna de la fuente, provocando una caı́da de tensión que se
resta a la f.e.m. de la fuente.
Una fuente real puede ser representada entonces por una fuente ideal más
una resistencia conocida como resistencia interna o resistencia de salida. Esta
resistencia generalmente es considerada como parte del circuito de carga y
por ende no se la dibuja asociada a la fuente.
Según sea el valor de la carga respecto de la resistencia de salida la fuente
real se comporta manteniendo cuasi-constante la tensión o la corriente de
salida
Ri
Io
Fuente
real
Rc
Vc
Io
Vo
≡
Rc
Vc
≈
Ri << Rc
Io
Vo
Rc
Figura 1.2: Fuente de tensión ideal
Si la carga es mucho mayor a la resistencia de salida tal que (figura 1.2)
Io =
Vo
,
Ri + Rc
Vc = Rc Io = Vo
(1.18)
Rc
≈ Vo
Ri + Rc
(1.19)
entonces la tensión aplicada se mantiene aproximadamente constante
ante variaciones de la carga. Este comportamiento está representado
por una fuente de tensión ideal cuyo sı́mbolo se ve en la figura 1.2
Vc
15
Si la resistencia de salida es mucho mayor a la carga que se está alimentando tal que
Vo
Vo
≈
Ri + Rc
Ri
Io =
(1.20)
entonces la corriente de salida permanecerá aproximadamente constante ante las variaciones de carga. Esto se idealiza con una fuente de
corriente, cuyo sı́mbolo puede verse en la figura 1.3
Ri
Io
Fuente
real
Rc
Io
Vc
Vo
≡
Rc
Vc
≈
Ri >> Rc
Io
Io
Rc
Figura 1.3: Fuente de corriente ideal
Ejemplo 1.1: Determinar la tensión a bornes de un capacitor de C = 1[F],
que es atravesado por una corriente iC que vale 4[A] durante 1[s], y −4[A]
durante el siguiente segundo.
Eligiendo las referencias de tensión y corriente tal que el capacitor sea
atravesado como una caı́da se cumple
iC (t) = C
dvC (t)
,
dt
(1.21)
luego, para determinar la tensión en el capacitor se debe integrar ambos
miembros a lo largo del tiempo. La integración puede hacerse en forma
definida entre los tiempos de interes, o en forma indefinida y ajustando la
respuesta medianta la constante de integración.
Integral definida: La integral definida en un intervalo de tiempo dado
será
Z
t1
t0
Z t1
t0
iC (t) dt =
Z
t1
C
t0
dvC (t)
dt = C vC (t)|tt10
dt
iC (t) dt = C [vC (t1 ) − vC (t0 )]
vC (t1 ) =
1
C
Z
(1.22)
(1.23)
t1
t0
iC (t) dt + vC (t0 ),
(1.24)
con lo cual se obtendrá la tensión resultante en t1 luego de aplicarse la
corriente iC durante el intervalo [t0 , t1 ], es decir un número. Si lo que se desea
es conocer la forma que esta tensión evoluciona desde t0 a t1 simplemente
Vc
16
se reemplaza el lı́mite superior de integración por t tal que t0 < t < t1
quedando
1
vC (t) =
C
Z
t
t0
iC (t) dt + vC (t0 ).
(1.25)
El intervalo de integración para este caso debe ser de 2[s], que es el tiempo
que dura la corriente aplicada al capacitor, por ejemplo t0 = 0[s] y t1 = 2[s]
con lo que 0 < t < 2. Como la función corriente no es la misma a lo largo de
todo el intervalo, se puede descomponer en dos intervalos de 1[s] cada uno y
obtener para cada subintervalo la función tensión correspondiente, es decir
Z
1 t
iC (t) dt + vC1 (0);
C 0 1
Z
1 t
iC (t) dt + vC2 (1);
vC2 (t) =
C 1 2
vC1 (t) =
0[s] < t < 1[s],
(1.26)
1[s] < t < 2[s].
(1.27)
donde iC1 (t) = 4[A] e iC2 (t) = −4[A]. Un inconveniente que surge en este
cálculo es que debe conocerse el valor de la función vC1 en t = 0 (vC1 (0))
antes de conocerse la función vC1 (t). Para determinar este valor se debe
aplicar la condición de continuidad de tensión en el capacitor a partir de
las condiciones del circuito, en este caso de la situación que se encuentra
el capacitor en t = 0. Si no se especifica lo contrario se asume siempre que
el análisis del circuito comienza con el elemento almacenador de energı́a
descargado, en este caso el capacitor. Por lo tanto la tensión inicial del
capacitor será cero, es decir vC1 (0) = 0. Con esto
Z
1
vC1 (t) =
C
vC1 (t) =
t
0
Z
t
0
iC1 (t) dt + vC1 (0)
(1.28)
4 dt = 4t|t0
(1.29)
vC1 (t) = 4t;
0[s] < t < 1[s].
(1.30)
En t = 12 esta tensión toma el valor
vC1 (1) = 4[V],
(1.31)
que por condición de continuidad de la tensión vC2 en t = 13 debe tomar
este mismo valor, vC2 (1) = 4, con lo cuál
vC2 (t) =
vC2 (t) =
1
C
Z
1
Z
iC2 (t) dt + vC2 (1)
(1.32)
−4 dt + 4 = −4t|t1 + 4
(1.33)
1
t
t
vC2 (t) = −4t + 8;
2
1[s] < t < 2[s].
(1.34)
En rigor, un infinitésimo de tiempo antes de t = 1, ya que la función se definión para
0 < t < 1.
3
Un infinitésimo de tiempo después de t = 1.
17
Integral indefinida: La integral indefinida debe calcularse teniendo en
cuenta que la corriente se representa por tramos, es decir
iC1 (t) = 4[A];
0[s] < t < 1[s],
(1.35)
iC2 (t) = −4[A];
1[s] < t < 2[s],
(1.36)
por lo tanto para 0[s] < t < 1[s] tendremos
vC1 (t) =
1
C
Z
iC1 (t) dt + K1 = 4t + K1 ,
(1.37)
iC2 (t) dt + K2 = −4t + K2 ,
(1.38)
y para 1[s] < t < 2[s]
vC2 (t) =
1
C
Z
con K1 y K2 las constantes de integración. Para calcular el valor de estas
constantes se debe aplicar nuevamente la condición de continuidad de tensión
del capacitor según las condiciones impuestas por el circuito. Entonces para
el primer tramo se sabe que el capacitor está descargado, y por lo tanto
vC1 (0) = 4(0) + K1 = 0 ⇒ K1 = 0,
(1.39)
vC1 (t) = 4t;
0[s] < t < 1[s].
(1.40)
Para el segundo tramo se debe cumplir que la tensión del capacitor sea
continua, es decir vC2 (1) = vC1 (1) = 4(1), de donde
vC2 (1) = −4(1) + K2 = 4 ⇒ K2 = 8,
(1.41)
vC2 (t) = −4t + 8;
1[s] < t < 2[s].
(1.42)
En la figura 1.4 se muestra la forma de la tensión del capacitor para todo
t. Notar que la tensión comienza en 0[V], luego para cada intervalo correspondienten toma el valor según las ecuaciones vC1 (t) y vC2 (t), y permanece
en 0[V] para t > 2[s].
vC (t), iC (t)
4V
4A
1s
2s
t
−4A
Figura 1.4: Variación de la tensión del capacitor y corriente de excitación.
18
1.2.
Leyes de Kirchhoff
Los parámetros fı́sicos de interés en un circuito eléctrico son principalmente la tensiones entre nudos y las corrientes de rama. Conociendo estos
parámetros se pueden determinar los elementos que conforman un circuito,
realizar análisis de potencia y energı́a, estudiar los fenómenos transitorios,
etc. La reglas o leyes que describen el comportamiento de estos parámetros
en un circuito se las conoce como leyes de Kirchhoff.
1.2.1.
Ley de Kirchhoff de las corrientes
Para representar una corriente eléctrica se necesitan un número real que
represente su intensidad i más una referencia que especifica su sentido de
circulación, como se muestra en la figura 1.5. La flecha indica el sentido
positivo instantáneo que tendrá la corriente en un tiempo t dado, entonces
una corriente que circula en el sentido de la flecha se la representa con un
valor de intensidad i positivo, y una corriente que circula en sentido inverso
se representa con un valor de intensidad negativo (i < 0).
i1
R
i4
i3
i2
Figura 1.5: Ley de Kirchhoff de las corrientes
La ley de Kirchhoff de las corrientes (LKI), también llamada ley de los
nudos, afirma que la sumatoria algebraica de las corrientes en un nudo es
igual a cero
n
X
ik (t) = 0
(1.43)
k=1
entendiéndose por suma algebraica a la suma de cada corriente con su respectivo signo. Es decir, se consideran las corrientes entrantes con un signo
y las salientes con otro. De aquı́ que otra forma de enunciar la misma ley de
los nudos es: la sumatoria de las corrientes que entran a un nudo es igual a
la sumatoria de las corrientes que salen. La ecuación que resulta de aplicar
esta ley se la llama ecuación de equilibrio del nudo o simplemente ecuación
de nudo.
Ejemplo 1.2: Determinar la ecuación de equilibrio del nudo representado
en la figura 1.5 y calcular el valor de i4 si las corrientes valen i1 = 3[A],
i2 = 5[A] e i3 = 3[A].
19
1.2. LEYES DE KIRCHHOFF
Determinar la ecuación de equilibrio del nudo implica aplicar la ley de
Kirchhoff de las corrientes en el nudo. Para realizar una sumatoria algebraica
sobre un nudo se debe asignar un signo a cada corriente que indique si esta es
entrante o saliente en el nudo4 . Tomando positivas a las corrientes entrantes
al nudo nos queda
i1 − i2 + i3 + i4 = 0
(1.44)
esta es la ecuación de equilibrio del nudo. Luego despejando i4 tenemos
i4 = −3 + 5 − 3 = −1[A]
(1.45)
el signo menos significa que por la rama 4 circula una corriente de 1[A] de
sentido contrario al indicado por la flecha.
La elección de los sentidos de referencias de las corrientes es arbitraria,
pero debe tenerse cuidado de elegirlos al principio del análisis y luego respetarlos durante todo el desarrollo. En efecto, si para el mismo problema
i1
R
ĩ4
ĩ3
i2
Figura 1.6: Ley de Kirchhoff de las corrientes
del ejemplo 1.2 elegimos las referencias como en la figura 1.6 la ecuación de
equilibrio del nudo será5
i1 − i2 − ĩ3 − ĩ4 = 0,
(1.46)
luego, al tratarse de las mismas corrientes reales, la ĩ3 valdrá −3[A] debido
al cambio de referencia, y la ĩ4 será
ĩ4 = 3 − 5 − (−3) = 1[A]
(1.47)
de donde i4 = −ĩ4 .
4
No debe confundirse el signo asignado a cada corriente para realizar la sumatoria
algebraica con el signo propio de cada corriente, el cuál indica si su sentido coincide o no
con el de referencia.
5
Nótese que al cambiar las referencias de las variables se eligen nuevos nombres de función (ĩ3 6= i3 , etc.) para remarcar que se tratan de diferentes funciones aunque representen
el mismo parámetro fı́sico.
20
1.2.2.
Ley de Kirchhoff de las tensiones
La ley de Kirchhoff de las tensiones (LKV), también llamada ley de las
mallas, afirma que la suma algebraica de todas las fuerzas electromotrices
aplicadas a lo largo de una malla es igual a la suma algebraica de todas las
caı́das de tensión en los elementos pasivos de esta malla. Se puede enunciar de
forma más general sin diferenciar entre fuerzas electromotrices y elementos
pasivos diciendo que la suma algebraica de las diferencias de potencial a lo
largo de una malla es cero
n
X
vk (t) = 0,
(1.48)
k=1
donde para realizar la sumatoria algebraica se asigna diferente signo a las
subidas que a las caı́das de tensión. La ecuación (1.48) se la llama ecuación
de equilibrio de la malla o simplemente ecuación de malla.
Ejemplo 1.3: Aplicando la ley de Kirchhoff de las tensiones determinar
la ecuación de malla del circuito de la figura 1.7. Luego, sabiendo que
v1 = 10[V], vR1 = 4[V] y vR2 = 16[V], calcular el valor de v2 .
vR 1
v1
vR 2
i
v2
Figura 1.7: Ley de Kirchhoff de las tensiones
Para determinar si la tensión de un elemento es una subida o una caı́dad
de tensión se debe establecer un sentido de recorrida de la malla. De esta
forma se tendrá una subida de tensión en los elementos que al recorrer la
malla se ingrese por la referencia negativa y una caı́da en los elementos que
se ingrese por la referencia positiva.
Entonces, recorriendo la malla de la figura 1.7 en el sentido de la corriente
i a partir del generador v1 y tomando como positivas las subidas de tensión6 ,
la ecuación de malla es
v1 − vR1 − vR2 − v2 = 0.
(1.49)
Luego, despejando v2 de (1.49) se tiene
v2 = 10[V] − 4[V] − 16[V] = −10[V]
(1.50)
el signo menos indica que el generador v2 tiene polaridad opuesta a la indicada por la referencia.
6
La asignación de un signo determinado para las subidas o caı́das de tensión es arbitrario y no altera la solución del problema, como se verá más adelante.
1.3. ASOCIACIÓN EQUIVALENTE DE ELEMENTOS
vR 1
v1
i
vbR2
21
v2
Figura 1.8: Ley de Kirchhoff de las tensiones
Si se recorre la malla en sentido contrario al anterior, los elementos que
antes fueron considerados subidas de tensión serán ahora caı́das, como la
ley de Kirchhoff no establece cómo se debe recorrer la malla es de esperarse
que esta elección arbitraria no modifique la ecuación de equilibrio de la
malla. Más aún, si se toma arbitrariamente la referencia de la tensión en
el segundo elemento (R2 ) en forma contraria al caso anterior (ahora vbR2 ),
se debe arribar al mismo resultado al calcular la tensión del generador v2 .
En efecto, sean las referencias como en la figura 1.8, la nueva ecuación de
equilibrio de la malla recorrida en el sentido contrario al de la corriente i
será
−v1 + v2 − vbR2 + vR1 = 0,
(1.51)
v2 = 10[V] + (−16[V]) − 4[V] = −10[V],
(1.52)
donde por tratarse del mismo problema, los valores de tensión son v1 =
10[V], vR1 = 4[V] y vbR2 = −16[V]. Despejando v2 de (1.51) se tiene
que coincide con el resultado obtenido anteriormente.
1.3.
Asociación equivalente de elementos
Muchas veces aparecen en los circuitos ideales varios elementos de un
mismo tipo que, aplicando las leyes de Kirchhoff, pueden asociarse en un
único elemento de valor equivalente, de forma que no se modifiquen los
parámetros eléctricos en el resto del circuito. Este remplazo puede realizase
tanto con elementos en serie como con elementos en paralelo, veremos a
continuación como obtener el valor equivalente para cada elemento y cada
configuración.
1.3.1.
Elementos en serie
Supongamos que una corriente i(t) circula por una rama de un circuito
atravesando una serie de resistores Ri e inductores Lj . La suma algebraica
de las tensiones de cada elemento será igual a la tensión entre los extremos
de la rama, por ejemplo para la rama de la figura 1.9 será
22
vR 1
vL1
vR 2
vL2
R1
L1
R2
L2
vR N
vLM
i RN
LM
vrama
vReq
≡
Req
vLeq
i Leq
vrama
Figura 1.9: Asociación de resistores e inductores en serie.
vrama = vR1 + vR2 + vL1 + vL2 + vR3 + · · · + vRN + vLM
vrama =
N
X
vRi +
M
X
vLj ,
(1.53)
(1.54)
j=1
i=1
teniendo en cuenta las referencias de tensión de los elementos la ecuación
anterior se puede poner en términos de la corriente i(t) como
vrama =
N
X
i=1

!
Ri i(t) + 
M
X
j=1

Lj 
di(t)
,
dt
(1.55)
ya que la corriente i(t) es común a todos los elementos por lo que puede
sacarse como factor común de la sumatoria. Luego
vrama = Req i(t) + Leq
di(t)
= vReq + vLeq ,
dt
(1.56)
es decir que un conjunto de resistores (o de inductores) en serie puede ser
reemplazado por un único elemento de valor equivalente sin alterar los demás
parámetros del circuito. El valor equivalente es igual a la suma de los valores
de todos los elementos de la rama
Req =
Leq =
N
X
i=1
M
X
Ri ,
(1.57)
Lj .
(1.58)
j=1
Consideremos ahora un conjunto de capacitores Ck conectados todos en
serie que son atravesados por una corriente i(t), como se muestra en la figura
1.10. Análogamente podemos expresar la sumatoria de las caı́das de tensión
vCN
vC1
vC2
C1
i CN
C2
vrama
vCeq
≡
Ceq i
vrama
Figura 1.10: Asociación de capacitores en serie.
1.3. ASOCIACIÓN EQUIVALENTE DE ELEMENTOS
23
de la rama de la siguiente manera
vrama =
vrama =
N
X
vC k
k=1
N X
k=1
vrama =
1
Ceq
(1.59)
1
Ck
Z
Z
i(t) dt =
N
X
1
C
k=1 k
!Z
i(t) dt
i(t) dt
(1.60)
(1.61)
es decir que el conjunto de capacitores puede ser reemplazado por uno equivalente tal que
N
X
1
1
=
Ceq
C
k=1 k
(1.62)
sin modificar los parámetros eléctricos de los demás componentes del circuito.
1.3.2.
Elementos en paralelo
Por medio de un análisis similar al del párrafo anterior se pueden reemplazar varios elementos conectados en paralelo por uno equivalente de valor.
Para el caso de capacitores asociados en paralelo, como se muestra en la
i
vparalelo C1
i
iC1
C2
iC2
CN
iCN
≡ vparalelo
Ceq
Figura 1.11: Asociación de capacitores en paralelo.
figura 1.11, la tensión aplicada a cada elemento es siempre vparalelo , por lo
que aplicando la ley de Kirchhoff de las corrientes i = iC1 + iC2 + · · · + iCN
y operando se llega a
Ceq =
X
Ci .
(1.63)
i
Si consideramos resistores e inductores en paralelo y operamos igual que
antes tendremos
X 1
1
=
,
(1.64)
Req
Ri
i
X 1
1
=
Leq
Li
i
respectivamente.
(1.65)
24
1.4.
Sistemas lineales
Un sistema es lineal si y sólo si se satisfacen las propiedades de superposición y homogeneidad para todas las excitaciones y respuestas
Superposición. La propiedad de superposición se satisface si al excitar el
sistema con una excitación i1 se obtiene v1 y con una excitación i2 se
obtiene v2 , entonces al excitar con la suma de las excitaciones i1 + i2
se obtiene la suma de las respuestas
si i1 ⇒ v1
e i2 ⇒ v2
entonces i1 + i2 ⇒ v1 + v2
(1.66)
(1.67)
(1.68)
Homogeneidad. La propiedad de homogeneidad se satisface si al multiplicar una excitación por un número real k, se multiplica también la
respuesta por ese mismo factor
si i3 ⇒ v3
entonces ki3 ⇒ kv3
(1.69)
(1.70)
Los circuitos tratados en Teorı́a de los circuitos I contienen sólo elementos lineales, por lo que se trata de sistemas lineales y cumplen con las
propiedades de superposición y homogeneidad. Estas propiedades normalmente se presentan en forma de teorema
Teorema de Superposición: en un circuito lineal, constituido por elementos lineales y fuentes, se puede hallar la respuesta total hallando
la respuesta a cada fuente haciendo cero todas las demás y sumando
después las respuestas individuales.
Para hacer cero o pasivar una fuente de tensión se debe reemplazar
dicha fuente en el circuito por un corto circuito.
Para hacer cero o pasivar una fuente de corriente se debe abrir el
circuito en los bornes de dicha fuente.
1.5.
Potencia y energı́a
En un elemento o circuito en general, con una tensión v(t) en sus bornes
y una corriente i(t) circulando por el, la potencia eléctrica p(t) en el elemento
se define como
p(t) = v(t)i(t)
(1.71)
25
1.5. POTENCIA Y ENERGÍA
su unidad de medida es el vatio, [W], y representa la velocidad de cambio
de la energı́a. Si p(t) > 0 entonces la energı́a en el circuito o elemento de
circuito está aumentando, si p(t) < 0 la energı́a está disminuyendo.
La integral de esta potencia instantánea es la energı́a w(t), almacenada
o disipada en el elemento según corresponda
w(t) =
Z
p(t) dt
(1.72)
cuya unidad de medida es el joule [J], equivalente a [W · s].
1.5.1.
Resistor
En un elemento resistivo puro, la potencia instantánea será
pR (t) = vR (t)iR (t) = Ri2R (t) =
2 (t)
vR
R
(1.73)
como el valor de R es siempre mayor a cero, la potencia instantánea es
siempre positiva ya que depende de la tensión o la corriente al cuadrado.
Esto significa que la variación de energı́a en un resistor es siempre positiva (la
función disipación de energı́a es monótona creciente), es decir que la energı́a
en el elemento siempre aumenta debido a que se trata de un elemento que
disipa energı́a al medio
wR (t) =
Z
pR (t) dt = R
Z
i2R (t) dt =
Z
2 (t)
vR
dt.
R
(1.74)
Por ejemplo, si se trata de una corriente de valor constante iR (t) = I0 ,
la potencia y energı́a instantáneas serán
pR (t) = RI02
wR (t) =
(1.75)
RI02 t
(1.76)
que como se ve la energı́a crece indefinidamente con t.
1.5.2.
Inductor
Para un elemento inductivo puro la potencia instantánea será
pL (t) = vL (t)iL (t) = LiL (t)
diL (t)
dt
(1.77)
en general la corriente iL (t) y su derivada pueden tener distinto signo, entonces habrá situaciones en las que la potencia instantánea será negativa.
Este signo negativo de la potencia instantánea representa una disminución en la energı́a acumulada en el elemento.
26
La energı́a instantánea en un inductor será
wL (t) =
Z
pL (t) dt = L
Z
1
iL (t) diL (t) = L (iL (t))2
2
(1.78)
es claro que la energı́a acumulada no puede tomar valores menores a cero,
pero a diferencia de la energı́a disipada por un resistor, esta está limitada por
los valores máximo y mı́nimo que pueda tomar el cuadrado de la corriente.
Para un valor máximo de corriente ILmáx la energı́a acumulada en el inductor
tomará su valor máximo y será igual a
1
WLmáx = LIL2máx
2
(1.79)
Ejemplo 1.4: Determinar la potencia y energı́a máxima asociadas a un int
ductor L por el que circula una corriente7 iL (t) = ILmáx e− τ , con τ una
constante mayor a cero.
La corriente que circula por el inductor en este caso es una exponencial
decreciente, que en t = 0 vale ILmáx y tiende a cero cuando el tiempo crece.
La potencia instantánea dada por esta corriente será
2t
1
pL (t) = − LIL2máx e− τ
(1.80)
τ
Según (1.78) la energı́a almacenada en un inductor depende de la corriente,
es decir que si la corriente está decreciendo como en este caso la energı́a
acumulada debe estar decreciendo, esto es lo que indica el signo menos en
la potencia instantánea.
La energı́a instantánea (acumulada, por ser un inductor) será
2t
1
wL (t) = LIL2máx e− τ
(1.81)
2
que como se esperaba decrece con el tiempo tendiendo a cero.
Tanto la potencia como la energı́a tienen su valor máximo en t = 0
1
(1.82)
PLmáx = − LIL2máx
τ
1
WLmáx = LIL2máx
(1.83)
2
esto indica que la energı́a acumulada es máxima al inicio (cuando la corriente
es mas grande) y que la velocidad con la que se pierde energı́a acumulada
(potencia) es máxima también al principio. Más adelante, en la unidad que
estudia los sistemas de primer orden, volveremos sobre este análisis con
mayor detalle.
7
Como veremos más adelante esta es una corriente muy comúnmente encontrada en
un inductor ya que se trata de la respuesta natural de un sistema de primer orden de
constante de tiempo τ .
27
1.6. INDUCCIÓN MUTUA
1.5.3.
Capacitor
Para el caso de un capacitor la situación es similar a la del inductor, la
energı́a almacenada instantánea no puede ser menor a cero pero si puede aumentar y disminuir, consecuentemente la potencia instantánea podrá tomar
valores positivos y negativos. Las ecuaciones son
pC (t) = vC (t)iC (t) = CvC (t)
wC (t) =
Z
1
pC (t) dt = CvC (t)2
2
1
WCmáx = CVC2máx
2
1.6.
dvC (t)
dt
(1.84)
(1.85)
(1.86)
Inducción mutua
La circulación de corriente por una espira genera un campo magnético
según la Ley de Ampère generalizada, que debido a su variación produce una
tensión autoinducida dada por la Ley de Faraday. Si una segunda espira
es acercada a la zona de influencia de este campo magnético, aparece en
sus bornes una tensión inducida que depende de la variación del campo
magnético de la primer espira. A su vez si por esta segunda espira circula
una corriente variable, aparece un campo magnético propio que al abrazar
la primer espira induce también sobre ella una nueva tensión. La tensión
que se induce debido a este campo externo en una y otra espira se conoce
como tensión inducida mutua, y cuando esto ocurre se dice que los elementos
están acoplados inductivamente.
La tensión autoinducida en un inductor es, como vimos, porporcional a
la variación de flujo que abraza las espiras y a su número de espiras N
v=N
dΦ
.
dt
(1.87)
La variación de flujo con respecto a la corriente es proporcional al coeficiente
de autoinducción L
L=N
dΦ
,
di
(1.88)
de forma que llevando (1.88) a (1.87) tenemos
v=L
di
dt
(1.89)
la ya conocida ecuación que vincula la tensión autoinducida en un inductor
provocada por el flujo que genera la circulación de corriente por el propio
inductor.
28
Si ahora acercamos un segundo inductor por el cuál circula una corriente
i2 , de forma tal que parte del flujo generado por esta corriente se concatena
con el del primer inductor, el flujo total por el inductor será
Φ = Φ1 + kΦ2 ,
(1.90)
con Φ1 el flujo generado por la propia corriente i1 del primer inductor y kΦ2
la porción de flujo generado por el segundo inductor que por proximidad
abraza las espiras del primero. Por lo tanto la tensión inducida total depende
ahora de la suma de estos flujos
v L1 = N 1
dΦ1
dkΦ2
dΦ
= N1
+ N1
.
dt
dt
dt
(1.91)
El factor k representa la porción del flujo Φ2 que abraza a las espiras del
primer inductor, su valor entre 0 y 1 depende de la distancia y geometrı́a
entre los inductores y se conoce con el nombre de factor de acoplamiento.
Como este factor en general no depende de t, puede escribirse fuera de la
derivada, quedando
v L1 = N 1
dΦ1
dΦ2
+ N1 k
.
dt
dt
(1.92)
La concatenación de flujo puede ser positiva o negativa, es decir el flujo
Φ1 propio del primer inductor puede verse reforzado o debilitado por el flujo
kΦ2 aportado por el segundo inductor, dependiendo de la dirección del campo magnético. La dirección del campo magnético en un arrollamiento viene
dado por la regla de la mano derecha y depende del sentido del arrollamiento
y de la corriente que lo atraviesa.
La ec. (1.92) corresponde al caso en que los flujos se refuerzan, ya que
como se ve ambos términos tienen igual signo. Si los flujos se debilitan, los
signos correspondientes a cada término deberán ser opuestos8 , y la tensión
inducida total será
v L1 = N 1
dΦ2
dΦ1
− N1 k
,
dt
dt
(1.93)
v L1 = N 1
dΦ1
dΦ2
± N1 k
,
dt
dt
(1.94)
en general
es decir que la tensión ahora a bornes del inductor aparece formada por dos
términos: la tensión autoinducida (que depende del flujo Φ1 que se genera
8
Notar que si la referencia de tensión se toma en forma opuesta a vL1 , ambos términos
de (1.93) cambiarán de signo, de forma que los flujos se sigan debilitando, es decir
ṽL1 = −vL1 = −N1
dΦ1
dΦ2
+ N1 k
dt
dt
29
por la circulación de la corriente i1 ) y la tensión inducida por el acercamiento
del segundo inductor. Esta tensión se conoce como tensión inducida mutua
vL1−mutua = ±N1 k
dΦ2
.
dt
(1.95)
La tensión inducida mutua depende del flujo concatenado kΦ2 , que es
generado por la corriente i2 que circula por el segundo inductor. Podemos
relacionar esta tensión con la corriente i2 que genera el flujo Φ2 por medio
de un coeficiente, análogo al coeficiente de autoinducción L. Este nuevo
coeficiente se llama coeficiente de inductancia mutua y se simboliza como
M21 , y al igual que el coeficiente de autoinducción L se mide en Henrios
vL1−mutua = ±N1 k
di2
dΦ2
= ±M21
.
dt
dt
(1.96)
Luego, llevando (1.96) a (1.94) podemos poner la tensión en el inductor en
términos de las corrientes i1 e i2 , quedando
vL1 = L1
di1
di2
± M21
.
dt
dt
(1.97)
Si consideramos ahora la tensión inducida vL2 en el segundo inductor
de cantidad de espiras N2 observamos que al acercarlo al primero también
aparecerá en el una tensión inducida mutua, que dependerá de la corriente
i1 o del flujo concatenado kΦ1 , es decir
vL2−mutua = ±M12
dΦ1
di1
= ±N2 k
,
dt
dt
(1.98)
tal que la tensión total inducida en el segundo inductor estará también
compuesta por su tensión autoinducida y esta tensión inducida mutua
vL2 = L2
di2
di1
± M12
.
dt
dt
(1.99)
Es decir que en el conjunto de inductores acoplados la concatenación de
flujos es mutuo, y por conservación de energı́as puede demostrarse que esta
mutua inducción es idéntica
M12 = M21 = M
(1.100)
luego, las tensiones en uno y otro inductor serán
di2
di1
±M
,
dt
dt
di2
di1
= L2
±M
.
dt
dt
vL1 = L1
(1.101)
v L2
(1.102)
La representación circuital de inductores acoplados magnéticamente se puede ver en la figura 1.12 donde se muestra simbólicamente la inducción mutua
mediante el coeficiente M .
30
M
i1
vL1
i2
L1
vL2
L2
Figura 1.12: Inductores acoplados magnéticamente.
1.6.1.
Relación entre los coeficientes M y L
Considerando la identidad (1.100), vemos que
M = N1 k
dΦ2
dΦ1
= N2 k
di2
di1
(1.103)
por lo tanto
M 2 = k 2 L1 L2 ,
p
M = k L1 L2 .
(1.104)
(1.105)
Como k es un factor de acoplamiento que toma valores entre 0 y 1, el coeficiente M será
0≤M ≤
1.6.2.
p
L1 L2 .
(1.106)
Regla de los puntos
Para determinar si los flujos se refuerzan o se debilitan al concatenarse
en un arrollamiento se debe conocer el sentido de cada uno de ellos aplicando la regla de la mano derecha. La regla de la mano derecha establece
que si se envuelve un arrollamiento con la mano derecha de forma que los
dedos ı́ndice a meñique copien el sentido de circulación de la corriente, el
dedo pulgar marcará el sentido de las lı́neas de flujo sobre ese arrollamiento.
Para saber si los flujos se refuerzan o debilitan se debe aplicar esta regla a
ambos arrollamientos, para lo cual se debe conocer, además del sentido de
circulación de la corriente, la geometrı́a de los arrollamientos.
Una forma de representar la geometrı́a de los arrollamientos sin tener
que dibujarlos es colocando puntos en los extremos por donde deben ingresar
ambas corriente para que los flujos se refuercen (ver figura 1.13). Observando que cada cambio de sentido de circulación de las corrientes implica un
cambio en el sentido del flujo que genera, todas las variantes quedan determinadas. Por ejemplo, si se invierte la circulación de una de las corrientes
(o si se invierte el sentido del arrollamiento, es decir se cambia de extremo
uno de los puntos) de forma tal que ahora la corriente sea saliente por el
extremo con punto, los flujos que antes se reforzaban ahora se debilitan. Si
ahora se invierte la otra corriente (o el otro arrollamiento) de forma que
ambas corrientes sean salientes por el extremo con punto, los flujos vuelven
31
a reforzarse. Luego las reglas para determinar si los flujos se refuerzan o
debilitan son: si ambas corrientes entran o salen por extremos con punto los
flujos se refuerzan, sino se debilitan. Estas reglas se conoce como reglas de
los puntos.
En la figura 1.13 se muestran un par de circuitos acoplados en los que se
invierte el sentido de uno de los arrollamientos, con el consecuente cambio
de posición del punto que lo representa. Ası́, el sistema de ecuaciones de
equilibrio del circuito de la izquierda será
di2
di1
+M
,
dt
dt
di2
di1
= L2
+M
,
dt
dt
vL1 = L1
(1.107)
v L2
(1.108)
mientras que para el de la derecha
(1.109)
v L2
(1.110)
M
i1
vL1
L1
di2
di1
−M
,
dt
dt
di2
di1
= L2
−M
.
dt
dt
vL1 = L1
i2
M
i1
vL2
vL1
L2
L1
i2
vL2
L2
(a) Flujos se refuerzan
(b) Flujos se debilitan
Figura 1.13: Regla de los puntos. En el circuito de la figura (a) ambas corrientes
entran por los extremos con punto, lo que indica que los flujos se refuerzan. En el
circuito de la figura (b) una corriente entra por el extremo con punto y la otra sale,
indicando que los flujos se debilitan
Ejemplo 1.5: Encontrar las ecuaciones de equilibrio de las corrientes del
circuito de la figura 1.14, donde R1 = 2Ω, R1 = 3Ω, L1 = 1H, L2 = 2H,
M = 1H y v(t) = sen(10t)V.
R1
v(t)
i1
M
L1
L2
i2
R2
Figura 1.14: Circuito acoplado magnéticamente
El circuito está compuesto por dos mallas, en cada una de ellas se debe
cumplir la ley de Kirchhoff de las tensiones. Eligiendo las tensiones asociadas
32
2Ω
i1
sen(10t)
1H
1H
Malla I
2H
i2
3Ω
Malla II
Figura 1.15: Circuito acoplado magnéticamente
a cada elemento como en la figura 1.15, para la malla I se tiene
v(t) = vR1 + vL1 .
(1.111)
Como la corriente atraviesa al elemento R1 como una caı́da, la tensión será
vR1 = R1 i1 = 2i1 .
(1.112)
La tensión en el inductor vL1 tiene una componente autoinducida y otra
inducida mutua debido al acoplamiento magnético. Como la corriente atraviesa al elemento también como una caı́da, la componente autoinducida vale
1
L1 di
dt .
Para determinar la componente inducida mutua debido a i2 se aplica
la regla de los puntos, que para este caso como una corriente entra por un
punto y la otra sale los flujos se debilitan, por lo tanto la tensión inducida
2
mutua debe ser de signo contrario a la tensión autoinducida, es decir −M di
dt .
Luego, la tensión total sobre el inductor L1 será
vL1 = L1
di1
di2
di1 di2
−M
=
−
.
dt
dt
dt
dt
(1.113)
Llevando todo a (1.111) nos queda
di2
di1
−M
,
dt
dt
di1 di2
sen(10t) = 2i1 +
−
.
dt
dt
v(t) = R1 i1 + L1
(1.114)
(1.115)
Para la malla II tendremos
0 = vL2 + vR2 ,
(1.116)
vR2 = R2 i2 = 3i2 ,
(1.117)
di2
di1
di2 di1
−M
=2
−
,
dt
dt
dt
dt
(1.118)
donde la tensón en R2 será
y en L2
vL2 = L2
33
entonces
di1
di2
−M
,
dt
dt
di2 di1
0 = 3i2 + 2
−
.
dt
dt
0 = R2 i2 + L2
(1.119)
(1.120)
Las ecuaciones diferenciales (1.115) y (1.120) son las ecuaciones de equilibrio
del sistema en términos de las corrientes i1 e i2
di1 di2
−
,
dt
dt
di2 di1
0 = 3i2 + 2
−
.
dt
dt
sen(10t) = 2i1 +
(1.121)
(1.122)
Resolviendo este sistema de ecuaciones diferenciales, como veremos más adelante, se encuentran las corrientes i1 e i2 .
34
Capı́tulo 2
Señales
Las señales más utilizadas en electrónica se pueden clasificar teniendo
en cuenta su variación en el tiempo en constantes o variables. A su vez,
según la regularidad de su variación temporal, se subdividen en periódicas,
pseudoperiódicas y aperiódicas.
Las señales variables se las representa utilizando letras minúsculas como
f (t), i(t) o v(t), mientras que para señales invariantes en el tiempo se utilizan
letras mayúsculas.
En este capı́tulo veremos algunas de las señales más utilizadas en electrónica, su clasificación y los parámetros que se utilizan para caracterizarlas.
Luego presentaremos un conjunto de señales llamadas fundamentales que
nos servirán para construir con ellas algunas formas de ondas definidas por
tramos.
2.1.
Señales de excitación variables
Una señal que varı́a en el tiempo se la representa utilizando letras minúsculas, y según la repetitividad de su variación podemos clasificarlas en periódicas, pseudoperiódicas o aperiódicas.
2.1.1.
Señales periódicas
Una señal periódica es una señal tal que luego de ocurrir una serie de
valores determinados y en una secuencia dada, estos vuelven a repetirse de
igual forma, cı́clica e indefinidamente en el tiempo. La figura 2.1 muestra
dos ejemplos de señales periódicas.
2.1.2.
Señales pseudoperiódicas
En las señales pseudoperiódicas ciertos arreglos de valores se repiten
cı́clicamente en el tiempo, pero con diferente amplitud. Estas señales son
35
36
CAPÍTULO 2. SEÑALES
i(t)
i(t)
Im
Im
t
T
T
2
T
2T
t
−Im
(a) rectangular
(b) diente de sierra
Figura 2.1: Señales periódicas.
las obtenidas normalmente a partir de una atenuación variable de una señal
periódica. En la figura 2.2 se muestra un ejemplo de este tipo.
3
v(t)
2
1
-1
1
2
3
4
t
-2
-3
Figura 2.2: Señal pseudoperiódica.
2.1.3.
Señales aperiódicas
Son todas las restantes señales que varı́an con el tiempo, como la respuesta mostrada en la figura 2.3.
2.2.
Parámetros caracterı́sticos de una señal variable
La siguiente nómina de parámetros son en general caracterı́sticas de las
señales periódicas y pseudoperiódicas.
Perı́odo tiempo mı́nimo que debe transcurrir para que ocurra una serie
completa de valores de una señal periódica. Se mide en [s] y se lo
denota usualmente con la letra T . Es decir que en una señal periódica
se cumple f (t) = f (t + T ).
37
2.3. VALORES ASOCIADOS A LA AMPLITUD
i(t)
0.125
1
2
3
4
t
Figura 2.3: Señal aperiódica.
Ciclo serie de valores contenidos en un tiempo igual a un perı́odo T .
Frecuencia cantidad de ciclos por unidad de tiempo, o inversa del perı́odo
T
f=
1
,
T
(2.1)
se mide en Hertz, [Hz] = [ 1s ].
Frecuencia angular heredada de las funciones trigonométricas, la frecuencia angular, o pulsación angular es la constante que relaciona radianes
con tiempo en un ciclo. Se define como la cantidad de radianes por unidad de tiempo. Se la simboliza usualmente con la letra ω y su unidad
de medida es el radian sobre segundo [ rad
s ].
ωT = 2π
⇒
ω=
2π
= 2πf
T
(2.2)
Fase abscisa de un punto arbitrario de la señal que, según el eje este calibrado en tiempo o en radianes, representa un valor temporal o un
ángulo. Si se trata de un valor angular se la denota generalmente con
letras griegas como θ, ϕ o φ.
2.3.
2.3.1.
Valores asociados a la amplitud
Valor instantáneo
Se denomina valor instantáneo de una señal temporal a la amplitud
correspondiente a determinado valor de fase, por ejemplo f (t0 ) o i(0).
38
2.3.2.
Valor máximo
Este valor se refiere al máximo absoluto de la señal, cuando se trata
de señales pseudoperiódicas o aperiódicas, en el caso de señales periódicas
el valor máximo se refiere al máximo valor de amplitud del perı́odo. Se lo
representa con letras mayúsculas y subı́ndice m o máx (por ej. Im o Imáx ).
Si en una señal periódica el máximo positivo es diferente del máximo
negativo en valor absoluto, para diferenciarlos se los representa como Im+ e
Im− respectivamente.
2.3.3.
Valor pico a pico
Este valor representa la excursión máxima de la señal, en el caso de una
señal con máximo positivo igual al máximo negativo, el valor pico a pico es
Ipp = 2 Imáx
(2.3)
Ipp = Imáx+ − Imáx−
(2.4)
sino
2.3.4.
Valor medio
El valor medio de una señal viene dado por el Teorema de la media:
Teorema Si la función i(t) es continua en el intervalo [a, b], existe en este
intervalo un punto η tal que se verifica la siguiente igualdad
Z
b
a
i(t) dt = (b − a) i(η)
(2.5)
Si el intervalo [a, b] es igual a un perı́odo T , entonces el valor i(η) es el
valor medio de la señal i(t), Imed = i(η). Como el valor medio es un valor
constante se lo representa con una letra mayúscula. Despejando de 2.5 el
valor medio Imed es
Imed =
1
T
Z
T
i(t) dt
(2.6)
0
La integración de una corriente i(t) a lo largo de un tiempo representa la
cantidad de cargas transportadas en ese tiempo, ya que dq(t)
dt = i(t). Por lo
tanto el valor medio representa el transporte de cargas neta de una señal de
corriente.
Obsérvese que la integral (2.6) puede ser nula, es el caso de señales
simétricas cuya área encerrada positiva es igual al área encerrada negativa,
por ejemplo las señales sinusoidales puras. A estas señales se las conoce como
señales de valor medio nulo.
39
Componente de continua
Si a una señal g(t) de valor medio nulo se le suma una señal constante
de valor K, el valor medio de la nueva señal f (t) = g(t) + K será
1
T
Z
T
f (t) dt =
0
1
T
Z
T
g(t) + K dt = K
(2.7)
0
ya que por hipótesis el valor medio de g(t) es cero. Cualquier señal de valor
medio no nulo puede ser descompuesta en una de valor medio nulo1 más una
constante igual a su valor medio. Se dice entonces que una señal de valor
medio NO nulo tiene una componente de continua igual a su valor medio.
En la figura 2.4 se puede ver esta composición en forma gráfica.
g(t)
f (t)
t
+
K
t
=
t
Figura 2.4: Señal con componente de continua.
2.3.5.
Valor medio de módulo o absoluto
Para señales cuyo valor medio es nulo, se calcula el llamado valor medio
de módulo tomando la integral a lo largo de un perı́odo del módulo |i(t)| de
la señal. Se lo representa con mayúscula y el subı́ndice med entre signos de
módulo I|med|
I|med| =
1
T
Z
0
T
|i(t)| dt
(2.8)
este valor se calcula sólo si el valor medio de la señal es nulo, y se lo utiliza
en su reemplazo para las operaciones que impliquen la utilización del valor
medio.
2.3.6.
Valor eficaz
El valor eficaz de una señal periódica es igual a la amplitud de una señal
constante (o continua) que disipa la misma potencia media2 que dicha señal
periódica. Por ejemplo, si se trata de señales de corriente, el valor eficaz
asociado a la señal periódica i(t) será igual al valor de amplitud de una
1
2
Simplemente restando a esta su valor medio.
Aquı́ potencia media se refiere al valor medio de la potencia instantánea.
40
señal continua I que al circular por una carga disipe la misma potencia
media que i(t).
Consideremos la resistencia de valor R de la figura 2.5. Según la definición, y tomando como ejemplo una señal de corriente, se debe encontrar
el valor de corriente continua que produce la misma disipación de potencia
que la señal periódica, ambas actuando sobre la misma resistencia R.
vR (t)
i(t)
VR
R
I
Pa = Pc
R
Figura 2.5: Sistema continuo y alterno disipando la misma potencia media.
Supongamos una corriente i(t) de perı́odo T , al circular por R disipa una
potencia instantánea dada por
pa (t) = i2 (t)R
(2.9)
por lo que la potencia media será
1
Pa =
T
Z
T
0
1
pa (t) dt =
T
Z
T
i2 (t)R dt
(2.10)
0
Por otro lado la potencia instantánea debido a la corriente continua sobre
la misma R será
pc (t) = I 2 R
(2.11)
cuyo valor medio coincide con el valor instantáneo por ser una señal constante
Pc = I 2 R
(2.12)
Si ahora igualamos las potencias medias Pa = Pc obtenidas a partir de
las dos señales
1
T
Z
T
i2 (t)R dt = I 2 R
(2.13)
0
vemos que el valor de corriente continua que produce la misma disipación
de potencia que la señal alterna es
Ief =
s
1
T
Z
T
i2 (t) dt
(2.14)
0
La ecuación (2.14) representa el valor eficaz de una señal y es la raı́z
cuadrática media de la señal i(t), conocida también por sus siglas en inglés
como RM S (root mean square). Este valor asociado a una señal periódica es
41
f (t)
Fef =
A
Fmed =
A
√
3
A
2
t
T
f (t − t0 )
diferencia de fase
A
ciclo
T
t
Figura 2.6: Parámetros de señales periódicas.
de los más utilizados en electricidad, ya que como se mostró en su definición
tiene una relación directa con la potencia media que esa señal disipa.
En la figura 2.6 se pueden ver algunos parámetros y valores de los descriptos anteriormente, representados sobre una señal periódica arbitraria.
Ejemplo 2.1: Sea i(t) = 10 sen(3t + 20◦ )[A] la corriente que atraviesa un
resistor de R = 3Ω, determinar el valor eficaz de la corriente y la potencia
media disipada en el resistor.
El valor eficaz de la corriente se calcula según (2.14) integrando a lo
largo del tiempo en un perı́odo T , para el caso de señales trigonométricas se
puede hacer un cambio de variables para integrar a lo largo de ωt y medir
el perı́odo en radianes. Es decir que el cálculo será3
Ief =
s
s
1
2π
Z
0
2π
(10 sen(3t + 20◦ ))2 dωt
102 2π
ωt|0 − sen(3t + 20◦ )|2π
0
4π
10
=√
2
=
(2.15)
(2.16)
(2.17)
3
Para resolver la integración del seno cuadrado se utiliza la igualdad trigonométrica
sen2 α = 12 (1 − cos(2α)).
42
La potencia media se define como el valor medio de la potencia instantánea
P =
Z
1
T
T
p(t) dt
(2.18)
0
como vimos para el caso de un resistor la potencia instantánea será p(t) = Ri2 (t)
2
(o p(t) = v R(t) ). Luego, la potencia media será
Z
1 T 2
1
P =
Ri (t) dt =
T 0
2π
100
= 150[W]
=3
2
Z
2π
0
3 (10 sen(3t + 20◦ ))2 dωt
(2.19)
(2.20)
Si observamos la potencia instantánea sobre un resistor vemos que la corriente aparece al cuadrado, que luego al realizar la integración para obtener
el valor medio de esta potencia la ecuación de potencia media queda
P =R
1
T
Z
T
i2 (t) dt
(2.21)
0
donde el valor del resistor puede sacarse fuera de la integral por ser invariante
en el tiempo. Ahora si comparamos esta integración con el valor eficaz de la
corriente i(t) vemos que se trata del valor eficaz al cuadrado
2
Ief
1
=
T
Z
T
i2 (t) dt
(2.22)
0
es decir que otra forma de calcular la potencia media es a partir del valor
eficaz de la corriente al cuadrado por la resistencia
P =
2
RIef
10
=3 √
2
2
= 150[W]
(2.23)
tal como si la señal de excitación fuese una señal continua de valor Ief .
2.3.7.
Factores caracterı́sticos de señales periódicas
Los siguientes factores se definen a partir de los valores caracterı́sticos
vistos anteriormente. Tienen como objeto representar numéricamente la forma de la señal.
Factor de cresta
Al cociente entre el valor máximo y el valor eficaz de la señal se lo conoce
como factor de cresta
fc =
Im
Ief
(2.24)
2.4. SEÑALES PERIÓDICAS DE USO COMÚN
43
Factor de forma
Es el más utilizado, se define como el cociente entre el valor eficaz y el
valor medio de la señal. Si la señal es de valor medio nulo, se utiliza el valor
medio de módulo
ff =
2.4.
Ief
Imed
(2.25)
Señales periódicas de uso común
Si bien existe una gran variedad de señales periódicas de uso común en
electrónica, es importante destacar que cualquier señal periódica puede ser
representada mediante una serie de Fourier, compuesta por señales sinusoidales de diferentes amplitudes y frecuencias (ver apéndice B.1), por lo que
el análisis de respuestas de los circuitos se concentrará mayormente a las
respuestas a señales sinusoidales.
A continuación se definen algunas señales periódicas utilizadas comúnmente en electricidad.
2.4.1.
Rectangular
Una señal rectangular es una señal periódica de valor medio nulo definida
como (figura 2.7a)
f (t) =
2.4.2.
(
A para 0 < t < T2
−A para T2 < t < T
(2.26)
Cuadrada
Una señal cuadrada es una señal periódica de valor medio no nulo definida como
f (t) =
2.4.3.
(
A para 0 < t < T2
0 para T2 < t < T
(2.27)
Diente de sierra
Una señal diente de sierra es una señal periódica de valor medio no nulo
definida como (figura 2.7b)
f (t) = At
para 0 < t < T
(2.28)
44
f (t)
f (t)
A
A
T
T
2
t
T
2T
t
−A
(a) rectangular
(b) diente de sierra
f (ωt)
f (t)
A
A
T
T
2
2π ωt
t
−A
−A
(c) triangular
(d) senoidal
f (t)
A
Ta
Ta
T
2T
D=
t
Ta
T
(e) PWM (Pulse Wide Modulation)
Figura 2.7: Señales de excitación de uso frecuente.
2.4.4.
Triangular
Una señal triangular es una señal periódica de valor medio nulo definida
como (figura 2.7c)
  A 4 t − 1 para 0 < t < T
2
T
f (t) =
 A 3 − 4 t para T < t < T
T
2
(2.29)
45
2.5. SEÑALES APERIÓDICAS FUNDAMENTALES
2.4.5.
PWM (Pulse Wide Modulation)
Una señal PWM es una señal pseudoperiódica de valor medio no nulo
definida como (figura 2.7e)
f (t) =
(
A para 0 < t < Ta
0 para Ta < t < T
(2.30)
La relación entre el tiempo Ta y el periodo T se conoce como ciclo de trabajo,
o Duty cycle en inglés (D = TTa ). El ciclo de trabajo D puede variar entre 0
y 1.
2.5.
Señales aperiódicas fundamentales
Las señales aperiódicas impulso, escalón y rampa se las conoce con el
nombre de fundamentales, puesto con ellas se pueden construir una gran
variedad de señales aperiódicas diferentes. Definiremos a continuación cada una de las fundamentales, determinaremos como se relacionan y luego
veremos como se utilizan para construir otras.
2.5.1.
Impulso o delta de Dirac
La función impulso o delta de Dirac se define como
δ(arg) =
(
0 si el arg 6= 0
∞ si el arg = 0
(2.31)
si el argumento de la función es t entonces
δ(t) =
(
0 si t 6= 0
∞ si t = 0
(2.32)
que es un impulso en t = 0. Si el argumento es t − t0 entonces tendremos un
impulso en t = t0
δ(t − t0 ) =
(
0 si t 6= t0
∞ si t = t0
(2.33)
Un delta de Dirac cumple además con que su área total es unitaria
Z
∞
δ(t) dt = 1
(2.34)
−∞
En la figura 2.8 se puede ver la representación gráfica de un impulso de
Dirac, en t = 0 y desplazado.
46
f (t)
f (t)
δ(t − t0 )
δ(t)
t
t0
(a) impulso en t = 0
t
(b) impulso en t = t0
Figura 2.8: Función impulso o delta de Dirac.
2.5.2.
Escalón unitario
Si definimos la función integral del impulso de forma
u(t) =
Z
t
δ(t) dt
(2.35)
−∞
esta función será 0 para t < 0 y 1 para t > 0. Se la conoce como función
escalón unitario y se define como
u(arg) =
(
0 si el arg < 0
1 si el arg > 0
(2.36)
si el argumento es el tiempo t, u(t) será
u(t) =
(
0 ∀t < 0
1 ∀t > 0
(2.37)
cuya gráfica se muestra en la figura 2.9a. Por su definición, la derivada de
esta función escalón es un impulso unitario
δ(t) =
du(t)
dt
(2.38)
Si el argumento es t − t0 , u(t − t0 ) será
u(t − t0 ) =
(
0 ∀t < t0
1 ∀t > t0
lo que significa que el escalón se ve desplazado un tiempo t = t0 , como se
gráfica en la figura 2.9b.
2.6. CONSTRUCCIÓN DE SEÑALES APERIÓDICAS USANDO FUNDAMENTALES47
f (t)
f (t)
1
1
u(t − t0 )
u(t)
t
t0
(a) escalón unitario en t = 0
t
(b) escalón unitario en t = t0
Figura 2.9: Función escalón unitario.
2.5.3.
Rampa unitaria
Tomando la integral de la función escalón entre −∞ y t definimos una
nueva función aperiódica fundamental que se llama rampa
ρ(t) =
Z
t
u(t) dt
(2.39)
0 si t < 0
t si t > 0
(2.40)
−∞
La función rampa se define como
ρ(t) =
(
que por definición
u(t) =
dρ(t)
dt
(2.41)
Si comienza en t = t0
ρ(t − t0 ) =
(
0
si t < t0
t − t0 si t > t0
(2.42)
En la figura 2.10 se pueden ver sus gráficas.
2.6.
Construcción de señales aperiódicas usando
fundamentales
Combinando linealmente las señales aperiódicas fundamentales podemos
construir nuevas señales, a continuación vemos algunos ejemplos.
48
f (t)
f (t)
ρ(t − t0 )
ρ(t)
t
t0
(a) rampa unitaria en t = 0
t
(b) rampa unitaria en t = t0
Figura 2.10: Función rampa unitaria.
2.6.1.
Pulso rectangular
Sumando escalones desplazados de amplitudes opuestas podemos obtener pulsos de cualquier duración, amplitud y tiempo de inicio. Por ejemplo
el pulso único de la figura 2.11 lo podemos obtener como la suma de dos
escalones desplazados A u(t − t0 ) y −A u(t − t1 ) de forma que
f (t) = A u(t − t0 ) − A u(t − t1 );
f (t)
(2.43)
f (t)
A u(t − t0 )
A
t 0 < t1
A
⇒
t0
−A
t
t1
t0
t1
t
−A u(t − t1 )
Figura 2.11: Pulso formado por dos escalones desplazados
2.6.2.
Pulso triangular
Sumando rampas desplazadas podemos obtener un pulso triangular, por
ejemplo
f (t) =A ρ(t) − A ρ(t − t0 ) − A ρ(t − t0 ) + A ρ(t − 2t0 )
f (t) =A ρ(t) − 2A ρ(t − t0 ) + A ρ(t − 2t0 )
es un pulso triangular de 2t0 de duración y A t0 de valor máximo.
(2.44)
Capı́tulo 3
Circuitos de primer y
segundo orden
3.1.
Circuitos de primer orden
Un circuito eléctrico que contenga un elemento capaz de almacenar
energı́a, como un inductor o un capacitor, tiene como ecuación de equilibrio una ecuación diferencial ordinaria (ODE) de primer orden
dx(t)
+ λx(t) = f (t);
dt
x(0) = X0
(3.1)
con λ una constante positiva que depende de los elementos del circuito y
f (t) una función temporal que depende de la fuente de excitación.
Este tipo de sistemas descripto por una ODE de primer orden se los conoce como sistemas de primer orden y la respuesta está dada por la solución
completa1 de esta ODE.
3.1.1.
Circuito sin fuente
Si se excita un circuito de primer orden durante algún tiempo se almacenará en su elemento almacenador (L o C) una determinada cantidad de
energı́a. Si luego se quita esta fuente de excitación es posible observar la
respuesta del sistema debido a la energı́a acumulada en el elemento almacenador. El estudio de la respuesta que aparece al dejar al circuito sin fuente
es el más sencillo de realizar ya que al no existir fuente de excitación conectada al sistema este puede ser descripto por una ODE homogénea (con
f (t) = 0). Desarrollemos este caso en primer lugar utilizando un circuito RL
como ejemplo.
1
La solución completa de una ODE debe contemplar la solución particular de la ecuación no homogénea más la solución general de la ecuación homogénea.
49
50
CAPÍTULO 3. CIRCUITOS DE PRIMER Y SEGUNDO ORDEN
3.1.2.
Circuito RL sin fuente
Supongamos que el circuito RL de la figura 3.1a se encuentra conectado
desde hace largo tiempo a la fuente de corriente, es decir que el inductor
se encuentra totalmente energizado comportándose como un corto circuito
ante la fuente de corriente continua que lo alimenta.
t=0
I0
i(t)
L
vL (t)
L
R
i(t)
(a) Circuito RL
R
vR (t)
(b) t > 0
Figura 3.1: Circuito RL conectado a una fuente de corriente constante.
En un instante t = 0 se abre el interruptor dejando al circuito RL sin
fuente de alimentación. Toda la energı́a acumulada en el inductor se disipará
en la resistencia siguiendo la respuesta de la ODE de primer orden que
describe al circuito. Estamos interesados entonces en conocer la forma de la
corriente i(t) para t > 0.
Para encontrar esta respuesta aplicamos la LKV en la malla RL de la
figura 3.1b, que resulta luego de abrir el interruptor en t = 0, según las
referencias indicadas tenemos
vL (t) + vR (t) = 0
di(t)
+ Ri(t) = 0
L
dt
di(t) 1
+ i(t) = 0.
dt
τ
(3.2)
(3.3)
(3.4)
L
La ecuación (3.4) es una ODE homogénea de primer orden, con τ = R
una
constante positiva, que podemos resolver separando variables y ordenando
1
1
di(t) = − dt
i(t)
τ
(3.5)
e integrando ambos miembros
Z
1
di(t) = k −
i(t)
Z
1
dt
τ
1
ln |i(t)| = k − t
τ
1
k − τ1 t
i(t) = ±e e
= Ae− τ t
(3.6)
(3.7)
(3.8)
es decir que la solución a (3.4) es una función exponencial decreciente, multiplicada por A ∈ R, una constante cualquiera a determinar. El exponente de
51
3.1. CIRCUITOS DE PRIMER ORDEN
la exponencial − τ1 debe ser siempre un número menor a cero, (de lo contrario
la función crecerá indefinidamente con el tiempo) ya que todas las respuestas
de los sistemas lineales sin fuente tienden a cero con el tiempo. Notar que
este exponente viene dado por el coeficiente de la función sin derivar de la
ODE (3.4) multiplicado por −1, siempre que la ODE esté normalizada, es
decir con el coeficiente que acompaña a la mayor derivada igual a 1 (esto se
hizo al dividir por L en (3.3)).
La ecuación (3.8) es la solución general de (3.4), pues cualquier valor de
A satisface la ODE. Si se asigna algún valor particular para A se dice que se
particulariza la respuesta encontrada. Del punto de vista eléctrico, encontrar la solución general significa encontrar la respuesta para cualquier valor
de energı́a inicial acumulada en el inductor, luego particularizarla significa
encontrar el valor de A que corresponda según el valor energético del caso.
Para determinar el valor de A se debe considerar el estado de carga
inicial del elemento almacenador de energı́a, y la condición de continuidad
del parámetro correspondiente. En este caso, si analizamos el circuito para
t = 0, por condición de continuidad de corriente en el inductor podemos
asegurar que la corriente en la malla debe cumplir
i(0+ ) = i(0− ),
(3.9)
siendo 0− un infinitésimo de tiempo anterior a 0 y 0+ un infinitésimo de
tiempo posterior a 0. Esto significa que la corriente de malla en el instante
posterior a la apertura del interruptor debe ser igual a la corriente circulante
por el inductor en el instante anterior a dicha apertura.
Analizando el circuito de la figura 3.1a vemos que i(0− ) = I0 , entonces
i(0+ ) = I0 .
(3.10)
Este valor de corriente se conoce como condición inicial del circuito, ya que
es el valor de la corriente en t = 0 y está dado por las condiciones de contorno
(en este caso la configuración anterior a t = 0 del circuito). Si llevamos esta
condición inicial a la respuesta general (3.8) tenemos
i(0+ ) = A = I0 ,
(3.11)
con lo que finalmente se obtiene la respuesta particular de la corriente de
malla de este circuito RL
1
i(t) = I0 e− τ t ;
∀t > 0.
(3.12)
En la figura 3.2 se puede ver el gráfico de (3.12).
Tensiones en los elementos
A partir de la corriente podemos encontrar la tensión de cada elemento,
de acuerdo a las referencias ya elegidas (figura 3.1b). De (3.3)
1
vR (t) = Ri(t) = RI0 e− τ t ;
∀t > 0.
(3.13)
52
i(t)
I0
t
Figura 3.2: Corriente de descarga del circuito RL de la figura 3.1a.
Para encontrar la tensión en el inductor podemos despejarla de (3.2)
1
vL (t) = −vR (t) = −RI0 e− τ t ;
∀t > 0
(3.14)
(3.15)
o calcularla según su relación tensión-corriente
vL (t) = L
1
R
di(t)
= L − I0 e− τ t
dt
L
1
vL (t) = −RI0 e− τ t ;
∀t > 0.
(3.16)
En la figura 3.3 se pueden ver los gráficos de vR (t) y vL (t). Obsérvese que
la suma de ambas tensiones es nula en todo instante de tiempo, de acuerdo
con (3.2).
v(t)
RI0
vR (t)
t
vL (t)
−RI0
Figura 3.3: Tensiones en los elementos del circuito RL de la figura 3.1a.
3.1.3.
Circuito RC sin fuente
Veamos ahora que ocurre con la tensión de un capacitor mientras se
desenergiza. Supongamos un circuito como el de la figura 3.4a, el cuál estuvo
conectado a la fuente de tensión durante un largo tiempo tal que el capacitor
llegó a su carga máxima. El interruptor desconecta la fuente de tensión y
conecta la resistencia al capacitor en t = 0. A partir de este momento la
53
t=0
V0
vC (t)
C
vC (t)
R
C
R
i(t)
vR (t)
(b) t > 0
(a) Circuito RC
Figura 3.4: Circuito RC conectado a una fuente de tensión constante.
energı́a acumulada en el capacitor comienza a disiparse en la resistencia. Se
desea conocer la evolución de la tensión del capacitor durante todo el tiempo
de descarga, es decir para todo t > 02 .
Para resolver aplicamos la LKV a la malla de la figura 3.4b que resulta
de cambiar el interruptor
vC (t) + vR (t) = 0
(3.17)
vC (t) + Ri(t) = 0,
(3.18)
donde la corriente i(t) puede ponerse en términos de vC (t)
i(t) = C
dvC (t)
,
dt
(3.19)
que llevada a (3.18) nos queda
dvC (t)
=0
dt
dvC (t) 1
+ vC (t) = 0
dt
τ
vC (t) + RC
(3.20)
(3.21)
con τ = RC.
La ecuación (3.21) es una ODE homogénea de primer orden, similar a la
que se obtuvo en el análisis del circuito RL de la figura 3.1a (véase ecuación
(3.4)). Por lo tanto, al tratarse de la misma ODE que (3.4), tiene la misma
respuesta general, es decir
1
vC (t) = Ae− τ t ,
(3.22)
sólo que para este caso el valor de τ es τ = RC.
Para ajustar el valor que toma la función (3.22) en t = 0 debemos conocer
la condición inicial. Por condición de continuidad de tensión en el capacitor
se sabe que la tensión en sus bornes en el instante anterior al cambio del
interruptor (t = 0− ) será igual a la tensión en el instante t = 0+ . Analizando
el circuito en el tiempo t = 0− se ve que este valor de tensión es V0 , entonces
vC (0+ ) = A = V0 ,
(3.23)
2
Las siguientes igualdades son validas ∀t > 0, aunque en algunos casos no se especifique
para mayor claridad del texto.
54
con lo que la respuesta de tensión del circuito de la figura 3.4a para todo
t > 0 es
1
vC (t) = V0 e− τ t ;
∀t > 0.
(3.24)
Observando la ecuación de equilibrio de la malla (3.17) vemos que la
tensión en R es igual en magnitud y de signo contrario a vC (t)
vC (t) = −vR (t)
1
vR (t) = −V0 e− τ t ;
⇒
∀t > 0.
(3.25)
En la figura 3.5 se pude ver el gráfico de las ecuaciones (3.24) y (3.25).
v(t)
vC (t)
V0
t
vR (t)
−V0
Figura 3.5: Tensión del capacitor del circuito de la figura 3.4a.
Corriente de malla
La corriente de malla puede obtenerse a partir de la tensión vR (t) dividiendo por R
i(t) = −
V0 − 1 t
e τ ;
R
∀t > 0,
(3.26)
y su gráfica es idéntica a la de vR (t) en una escala de corriente. El valor
negativo de la corriente nos indica que su sentido de circulación es contrario
al de la referencia.
Ejemplo 3.1: Para el circuito de la figura 3.6 se pide determinar la corriente
iL para t > 0.
5Ω
5V
t=0
2H
4Ω
iL
Figura 3.6: Respuesta de un circuito RL.
55
El circuito de la figura 3.6 representa un inductor conectado a una fuente
de tensión constante en serie con una resistencia. En un determinado momento (t = 0) el inductor se desconecta de la fuente y se conecta a otro
resistor. Las condiciones que se asumen por defecto con esta representación
son:
el interruptor se considera ideal por lo que el cambio de estado se
realiza en forma instantánea,
al momento de accionar el interruptor los elementos almacenadores de
energı́a se consideran cargados al máximo (o en su estado de régimen
permanente, como se verá más adelante), es decir que para este caso la
corriente por el inductor está en su máximo valor limitada solamente
por la resistencia en serie de 5Ω.
La respuesta que se busca es iL para t > 0, cuando el inductor se encuentra conectado a la resistencia de 4Ω. Eligiendo las referencias de tensión
como en la figura 3.7a la ecuación de malla será
0 = vL + vR = L
diL
+ RiL
dt
(3.27)
diL
+ 2iL
dt
0=
(3.28)
como vimos en (3.8), esta ecuación diferencial tiene como respuesta una
función de la forma
t
iL = Ae− τ = Ae−2t
ya que para este caso
1
τ
= 2.
4Ω
vR
2H
(3.29)
iL (t)[A]
1
vL
iL
t
(a) Circuito para t > 0
(b) Gráfica de la corriente iL
Figura 3.7: Respuesta de un circuito RL para t > 0.
Esta es la respuesta general de (3.28), ya que cualquier valor de A es
una posible solución. Para encontrar el valor de A que corresponda a la solución de nuestro problema en particular, o particularizar la respuesta, se
debe conocer cuanto vale la corriente en algún instante de tiempo t > 0.
Observando el circuito se ve que el valor de la corriente en t = 0− es de
56
iL (0− ) = 5V/5Ω = 1A, ya que asumimos que el inductor se encuentra totalmente cargado de energı́a (se comporta como un corto circuito) al momento
de accionar el interruptor. Por condición de continuidad de la corriente en
el inductor sabemos que iL (0− ) = iL (0+ ), entonces haciendo t = 0 en (3.29)
nos queda
iL (0) = A = 1A,
(3.30)
y la respuesta particular de corriente para t > 0 es
iL (t) = e−2t .
(3.31)
En la figura 3.7b se grafica la respuesta iL .
3.2.
Constante de tiempo τ
La constante de tiempo determina la velocidad de crecimiento (o de
caı́da3 ) de la respuesta de un sistema de primer orden. Si se observan las
soluciones obtenidas en el estudio anterior se ve que esta constante τ depende
solamente de los elementos pasivos del circuito, es decir que la velocidad de
variación de la respuesta en un sistema de primer orden está dada por el
valor de sus elementos.
Esta constante se mide en segundos [s], tal que al dividir a la variable t
resulte un número adimensional como exponente de la exponencial. Por esto
recibe el nombre de constante de tiempo.
Es muy común calcular los valores que toma la respuesta para tiempos
múltiplos de τ , de esta forma el análisis se independiza de los valores absolutos de tiempo y puede hablarse de los valores que toma la respuesta
en cantidades de τ . Ası́, por ejemplo, se sabe que la respuesta (3.24) caerá
aproximadamente al 36,7 % de su valor inicial al transcurrir 1τ de tiempo,
puesto que
vC (τ ) = V0 e−1 = 0,36788V0 ,
(3.32)
y para valores sucesivos de τ
vC (2τ ) = 0,13534V0
(3.33)
vC (3τ ) = 0,049787V0
(3.34)
vC (4τ ) = 0,018316V0
(3.35)
vC (5τ ) = 0,0067379V0
(3.36)
···
3
Para los sistemas sin fuentes como los anteriores la respuesta será siempre una caı́da,
ya que al desconectar la fuente de excitación la energı́a almacenada sólo puede disminuir
(o permanecer constante, en cuyo caso la respuesta apreciada será nula).
3.2. CONSTANTE DE TIEMPO τ
57
Como se ve la velocidad de caı́da respecto de τ es muy rápida y, si bien
matemáticamente la función sólo vale cero para t → ∞, para aplicaciones de
ingenierı́a suele considerarse que la función vale cero para tiempos mayores a
5τ , despreciándose una cantidad menor al 1 % del valor inicial de la respuesta
(ver (3.36)).
Se puede determinar la constante de tiempo de un circuito desconocido a
partir del gráfico de su respuesta. Por ejemplo, si en la figura 3.5 se prolonga
la recta tangente a la función en el inicio hasta cortar con el eje de tiempo,
esta cortará en t = τ (figura 3.8). Para verificar esta afirmación tomemos la
derivada de la respuesta valuada en t = 0
dvC (t) V0
=− ,
dt t=0
τ
(3.37)
la recta y(t) = mt + b tangente a vC en t = 0 es una recta que pasa por V0
en t = 0 y cuya pendiente m esta dada por (3.37), es decir
y(t) = −
V0
t + V0 ,
τ
(3.38)
esta recta corta el eje del tiempo en
0=−
V0
t + V0
τ
⇒
t = τ.
(3.39)
vC (t)
V0
t
τ
Figura 3.8: Constante de tiempo en un sistema de primer orden.
3.2.1.
Potencia y energı́a
Consideremos el circuito RC serie anterior (figura 3.4a), la potencia instantánea en el capacitor para t > 0 será
pC (t) = vC (t)iC (t)
V
0
−1t
pC (t) = V0 e
pC (t) = −
τ
−
CV02 − 2 t
e τ .
τ
R
1
e− τ t
(3.40)
(3.41)
(3.42)
58
Como se trata de un circuito sin fuente es de esperar que la potencia instantánea sea cero para t → ∞. El valor máximo de esta potencia sobre el
capacitor se obtiene en t = 0 y vale
CV02
.
(3.43)
τ
El signo negativo de la potencia está representando una disminución de la
energı́a almacenada en el capacitor, y su magnitud inversamente proporcional al τ del circuito indica que una desenergización más rápida (τ más
pequeño) requiere una mayor potencia.
Un análisis similar nos lleva a encontrar la potencia instantánea asociada
al inductor de un RL serie como
PCmáx = pC (t)|t=0 = −
pL (t) = −
LI02 − 2 t
e τ ,
τ
(3.44)
cuyo valor máximo en t = 0 será
LI02
,
(3.45)
τ
aplicando para el caso las mismas conclusiones que antes. En la figura 3.9 se
muestran las gráficas de descarga de un inductor L con diferentes constantes
de tiempo (diferentes resistencias conformando el circuito), obsérvese que
para ambos casos se supone la misma corriente inicial I0 .
Pmáx = pL (t)|t=0 = −
I0
i(t), p(t)
iL1 (t)
I0
i(t), p(t)
iL2 (t)
t
−LI0
τ1
t
pL2 (t)
pL1 (t)
−LI0
τ2
(a) τ1 = 2s
(b) τ2 = 1s
Figura 3.9: Potencia instantánea en un inductor para diferentes valores de τ .
Ejemplo 3.2: Determinar la potencia y energı́a instantáneas del inductor del
ejemplo 3.1, y comprobar que la energı́a acumulada se disipa completamente
en la resistencia.
La potencia instantánea en el inductor L = 2H es
pL (t) = 2 e−2t
d e−2t dt
= −4e−4t [W]
(3.46)
3.3. RESPUESTA A UNA FUENTE CONSTANTE
59
la energı́a acumulada desde t = 0 disminuye y se disipa en la resistencia,
siguiendo la forma
wL (t) =
Z
−4e−4t dt = e−4t [J],
(3.47)
en t = 0 la energı́a está aún toda acumulada en el inductor, y vale
WL = wL (0) = 1[J].
(3.48)
Para verificar que toda esta energı́a se disipa en la resistencia debemos
calcular la potencia instantánea disipada en la resistencia e integrarla entre
0e∞
pR (t) = Ri2 = 4e−4t
WR =
Z
∞
0
(3.49)
∞
4e−4t dt = −e−4t = 1[J]
0
(3.50)
o encontrar la energı́a instantánea disipada en R desde t = 0 y calcular a
que valor tiende cuando t → ∞
wR (t) =
Z
0
t
4e−4t dt = 1 − e−4t [J]
WR = lı́m 1 − e−4t = 1[J],
t→∞
(3.51)
(3.52)
con lo cuál queda verificado.
3.3.
Respuesta a una fuente constante
Una fuente constante aplicada a un sistema de primer orden tiene como ecuación de equilibrio una ODE de primer orden no homogénea, cuya
respuesta consta de dos partes, la solución homogénea más la solución inhomogénea. Consideremos para el análisis un circuito RC serie.
3.3.1.
Circuito RC con fuente constante
En el circuito de la figura 3.10 se encuentra conectada una fuente de
tensión desde hace un largo tiempo, tal que todo el circuito está en un
estado de reposo cuando se accionan los interruptores en t = 0, es decir que
el capacitor ya ha alcanzado su máxima carga. En ese instante se desconecta
la fuente de tensión y se introduce una fuente de corriente. Se desea encontrar
en estas condiciones la respuesta vC (t)∀t > 0.
El análisis se inicia aplicando alguna de las leyes de Kirchhoff, en este
caso por ser un circuito paralelo se aplica LKI en el nudo principal. Obsérvese
que para t > 0 el circuito queda formado por tres ramas en paralelo, la
60
t=0
iin (t) = I0
iR
t=0
iC
R
C
vC (t)
vin (t) = V0
Figura 3.10: RC paralelo excitado con fuente de corriente constante.
rama de la fuente de corriente iin (t), la rama de la resistencia R y la rama
del capacitor C. Tomando como positivas a las corrientes entrantes al nudo
tendremos
iin (t) − iC (t) − iR (t) = 0
iin (t) = C
(3.53)
dvC (t) vR (t)
+
,
dt
R
(3.54)
como vC (t) = vR (t), (3.54) se puede poner en términos de la respuesta vC (t)
iin (t) = C
dvC (t) vC (t)
+
,
dt
R
(3.55)
reemplazando el valor de fuente iin (t) = I0 y dividiendo ambos miembros
por C para normalizar
dvC (t) vC (t)
I0
=
+
.
C
dt
RC
(3.56)
La ecuación (3.56) es una ODE de primer orden, no homogénea, de forma
general
dx(t) x(t)
+
= K1 ,
dt
τ
(3.57)
con τ = RC y K1 = IC0 en este caso.
Del punto de vista del análisis matemático esta ODE tiene una solución
general formada por la solución particular de la ODE no homogénea, más la
solución general de la homogénea. Luego se verá cómo estas dos soluciones
representan las diferentes respuestas presentes en este circuito.
Una forma de resolver esta ODE es separando variables para poder integrar
dx(t) x(t)
+
= K1
dt
τ
Z
Z
1
1
dx(t) = −
dt
x(t) − K1 τ
τ
t
ln |x(t) − K1 τ | = K2 −
τ
1
x(t) − K1 τ = ±eK2 e− τ t ,
(3.58)
(3.59)
(3.60)
(3.61)
61
de donde despejando x(t) se tiene en general
1
x(t) = A + Be− τ t .
(3.62)
Esta es la respuesta general de la ODE (3.56) que describe el comportamiento de un sistema de primer orden general excitado por una fuente constante.
Las constantes A y B permiten ajustar la respuesta considerando diferentes
valores de fuente de excitación y energı́a inicial. Para encontrar los valores
de estas constantes, o particularizar la respuesta, se analizan los estados
iniciales y finales de x(t).
Para t → ∞ la parte exponencial de la respuesta se anula, por lo que la
constante A debe ser igual al valor que toma la respuesta en t → ∞
x(∞) = A + 0
→
A = x(∞).
(3.63)
El valor que toma la respuesta x(∞) dependerá del circuito y del valor de
la fuente de excitación. Notar que x(∞) debe ser un valor constante, ya
que la solución se busca asumiendo que la excitación es una constante. Si la
excitación es diferente a una constante la respuesta en general no será igual
a una constante cuando t → ∞. Por ejemplo si la excitación es una función
sinusoidal entonces la respuesta será también una función de tipo sinusoidal
y no podrá obtenerse a partir de esta respuesta general, como veremos más
adelante.
Luego para t → 0 y sabiendo ya que A = x(∞) se obtiene el valor de B
x(0) = x(∞) + B · 1
→
B = x(0) − x(∞).
(3.64)
Reemplazando estas constantes en (3.62) queda
1
x(t) = x(∞) + [x(0) − x(∞)] e− τ t
(3.65)
que es la respuesta general completa de la ODE (3.57). Como puede verse,
el coeficiente de exponencial (B) depende del estado energético inicial del
elemento almacenador de energı́a (condición inicial del sistema), y del valor
final o de reposo que tome el sistema cuando t → ∞.
Observando (3.65) se ve que está compuesta por dos términos, el primero
es un término constante y el segundo un término exponencial decreciente
1
x(t) = x(∞) + [x(0) − x(∞)] e− τ t .
| {z }
xfo
|
{z
xna
}
(3.66)
El término constante xfo recibe el nombre de respuesta forzada y es el valor que toma la respuesta x(t) cuando t → ∞. Esta parte de la respuesta
es la solución particular de la ecuación diferencial no homogénea y existe
sólo si existe una fuente forzante, de ahı́ su nombre de forzada. El término
62
exponencial xna se lo conoce como respuesta natural del sistema y es la solución general de la ecuación diferencial homogénea. Su nombre se debe a que
depende exclusivamente de la naturaleza de los componentes del sistema,
es decir de los elementos del circuito. Las fuentes de excitación y las condiciones iniciales del sistema sólo determinan su amplitud. Notar que esta
respuesta es de la misma forma que la que se obtuvo en el análisis de los circuitos RL y RC sin fuente (sección 3.1.1). Esta parte de la respuesta tiende
a cero con el tiempo4 por esto se la llama también respuesta transitoria o
respuesta de régimen transitorio. En contraparte, la respuesta forzada existe
mientras exista una excitación, y recibe el nombre de respuesta permanente
o respuesta de régimen permanente.
La respuesta obtenida representa la evolución completa del parámetro
x(t), partiendo de un estado inicial (x(0)) hasta llegar a un estado estable
final (t → ∞). La transición entre los dos estados se produce de una forma que sólo depende de la naturaleza del circuito, es decir de la respuesta
natural.
Si no se tiene información de lo que ocurrió antes del inicio del análisis
del sistema (antes de t = 0), entonces el estado inicial se considera siempre
un estado estable, es decir un estado de reposo, donde todos los elementos
almacenadores de energı́a ya están cargados al máximo o descargados por
completo según corresponda.
Más adelante veremos que estos estados inicial y final no necesariamente
deben ser constantes como en el caso de excitación con fuente constante.
Estos estados se denominan en general estados de régimen permanente, y la
transición entre dos estados de régimen permanente se realiza mediante un
régimen transitorio, siguiendo la respuesta natural del sistema.
Volviendo al circuito RC de la figura 3.10, la respuesta general a su
ecuación de equilibrio (3.56) será entonces (según (3.65))
1
vC (t) = vC (∞) + [vC (0) − vC (∞)] e− RC t ,
(3.67)
donde los valores constantes que toma la tensión para t → 0 y t → ∞ se
deben encontrar por análisis del circuito.
Para t = 0+ sabemos que por condición de continuidad la tensión en el
capacitor será igual a la que tenı́a en t = 0− (antes de abrir el interruptor,
figura 3.11a), entonces la tensión inicial será vC (0+ ) = vC (0− ) = V0 .
Para t → ∞ el capacitor habrá llegado a su máxima carga, comportándose como un circuito abierto, la corriente a través de el será nula (figura 3.11b).
Por lo tanto la tensión final del capacitor será
vC (∞) = vR (∞) = I0 R.
1
(3.68)
Estrı́ctamente la función exponencial e− τ t se hace cero solo para t = ∞, pero a los
fines prácticos esta función puede ser despreciada para un valor de tiempo mayor a 5τ
(ver sección 3.2).
4
63
C
vC (0− )
V0
iR
I0
(a) Estado inicial
R
vC (∞)
(b) Estado final
Figura 3.11: Estados inicial y final del circuito RC de la figura 3.10.
Llevando estos valores a (3.67) se obtiene
t
vC (t) = I0 R + [V0 − I0 R] e− RC ,
(3.69)
que es la función respuesta de la tensión del capacitor del circuito de la
figura 3.10.
En la figura 3.12 se pueden ver las gráficas de las respuestas correspondientes a dos estados finales diferentes, dados por dos posibles valores de
R (R1 < R2 ). La lı́nea continua representa la respuesta para el caso que el
estado estable final sea una tensión menor a la tensión inicial, R1 I0 < V0 ,
y la lı́nea a trazos es la respuesta para R2 I0 > V0 . En la gráfica pueden
observarse los estados estables inicial y final y la respuesta natural como
transición entre los mismos.
vC (t)
R2 I0
V0
R1 I0
t
Figura 3.12: Tensión del capacitor del circuito de la figura 3.10.
Ejemplo 3.3: Encontrar y graficar la tensión vC para t > 0 del circuito de la
figura 3.13.
20KΩ
t=0
12V
20KΩ
128µF
vC
Figura 3.13: Variación de la tensión del capacitor excitado con fuente constante.
64
Para t > 0 el circuito será una única malla RC. Recorriendo la malla
en sentido horario y tomando la tensión en la resistencia como un caı́da
tendremos
12 = vR + vC ,
(3.70)
eligiendo una corriente que atraviese a ambos elementos como caı́das,
dvC
dvC
= 128 · 10−6
dt
dt
dvC
dvC
vR = RC
= 2,56
dt
dt
i=C
(3.71)
(3.72)
que llevada a la ecuación de malla (3.70) queda
dvC
+ 0,39vC = 4,69,
dt
(3.73)
vC = vC (∞) + [vC (0) − vC (∞)] e−2,56t .
(3.74)
cuya solución general será
Para determinar la tensión que toma el capacitor en t → ∞ se debe observar
la ecuación de malla (3.70). Tomando lı́mite para t → ∞ la tensión en la
resistencia tiende a cero, ya que la corriente de malla tiende a cero, por lo
tanto
lı́m (vR + vC ) = vC (∞) = 12[V].
t→∞
(3.75)
En t = 0− la tensión a bornes del capacitor será igual a la mitad de la
tensión de fuente vC (O− ) = 6V, debido al divisor resistivo, entonces
vC = 12 − 6e−2,56t [V],
cuya gráfica puede verse en la figura 3.14.
vC (t)[V]
12
6
1
2
3
t
Figura 3.14: Respuesta de tensión del capacitor de la figura 3.13.
(3.76)
65
3.4. RESOLUCIÓN POR SUPERPOSICIÓN
3.4.
Resolución por superposición
El teorema de superposición permite solucionar problemas lineales con
múltiples fuentes considerando las excitaciones por separado. Luego, las respuestas obtenidas en forma independiente se suman para conformar la respuesta a total.
Consideremos por ejemplo el circuito de la figura 3.15a. Para encontrar la
respuesta total del sistema aplicando el teorema de superposición se deben
pasivar sistemáticamente cada fuente dejando sólo una activada por vez.
Pasivando por ejemplo todas menos la fuente de tensión V0 nos queda el
circuito de la figura 3.15b. Luego operando para t > 0 y procediendo como
en la sección anterior obtenemos la respuesta completa debido a esta fuente
i1 (t) =
V0 V0 − R t
− e L ,
R
R
(3.77)
notar que para esta respuesta la condición inicial es cero, ya que la fuente
que provoca la condición inicial en el inductor está pasivada.
t=0
I0
t=0
i(t)
R
V0
L
(a) Circuito RL con dos fuentes
t=0
i1 (t)
L
R
t=0
V0
I0
t=0
i2 (t)
R
L
(c) Fuente de tensión pasivada
(b) Fuente de corriente
pasivada
Figura 3.15: Análisis de circuito RL aplicando teorema de superposición.
Luego pasivamos todas menos la fuente de corriente I0 , quedando el
circuito como en la figura 3.15c. Al conmutar el interruptor la fuente de corriente se desconecta quedando el circuito sin fuente, por lo que la respuesta
será
R
i2 (t) = I0 e− L t
(3.78)
como vimos antes. Notar que ambas respuestas obtenidas pasivando una y
R
otra fuente contienen la misma respuesta natural e− L t .
Finalmente se obtiene la respuesta total sumando i1 (t) + i2 (t)
i(t) =
V0
V0 − R t
+ I0 −
e L
R
R
(3.79)
66
3.5.
Respuesta natural más forzada
Aplicar el teorema de superposición como en la sección 3.4 es muy útil
para resolver circuitos con muchas fuentes. Pero podemos conseguir aún
mayor beneficio de este teorema si observamos la forma que se construye
la respuesta natural al hacer la sumatoria de todas las respuestas. Cada
respuesta contribuye con su valor en t = 0 a la constante de la respuesta
natural. En el ejemplo de la sección 3.4, i1 contribuye con − VR0 e i2 con I0 .
Esta constante debe cancelar los valores de todas las respuestas forzadas en
t = 0 y dar como resultado el valor inicial del circuito, es decir, suponiendo
que iT (0) = I0 se tendrá para un caso general
iT (0) = if1 (0) + if2 (0) + if3 (0) + · · · + ifn (0)+
(3.80)
0
+ [I0 − if1 (0) − if2 (0) − if3 (0) − · · · − ifn (0)] e .
(3.81)
Por ende la respuesta natural puede obtenerse en forma independiente
cuando ya se hayan obtenido todas las respuestas forzadas debido a cada
una de las fuentes forzantes, ya que su forma depende exclusivamente de los
elementos del circuito (el τ es único) y la constante se obtiene valuando la
respuesta en t = 0 y aplicando la condición inicial del circuito.
Es decir que podemos aplicar el teorema de superposición para obtener
todas las forzadas y luego la natural única en un circuito de primer orden.
Para aplicar superposición a un sistema con n fuentes de esta última forma
el procedimiento es el siguiente: se comienza por pasivar todas las fuentes
menos una y obtener la respuesta forzada if1 debido a esta primera fuente.
Luego se pasivan todas las fuentes menos la segunda con lo que se obtiene la
respuesta forzada if2 debido a la segunda fuente. Esto se repite hasta obtener
las n respuestas forzadas debido a las n fuentes presentes en el sistema. Luego
se calcula la respuesta natural ina (t). Teniendo en cuenta que ésta depende
solamente de los elementos del circuito y no de las fuentes, para obtenerla
se deben pasivar TODAS las fuentes forzantes del circuito y luego operar
considerando el circuito sin fuente. Con estos pasos se obtiene la respuesta
general completa del sistema
t
iT (t) = if1 (t) + if2 (t) + if3 (t) + · · · + ifn (t) + Ae− τ .
(3.82)
Para particularizarla se hace t = 0 y se aplica la condición inicial del circuito
iT (0) = if1 (0) + if2 (0) + if3 (0) + · · · + ifn (0) + A = I0 ,
(3.83)
de donde
A = I0 − if1 (0) − if2 (0) − if3 (0) − · · · − ifn (0)
(3.84)
con lo que la respuesta total particularizada queda
iT (t) = if1 (t) + if2 (t) + if3 (t) + · · · + ifn (t)+
(3.85)
− τt
+ [I0 − if1 (0) − if2 (0) − if3 (0) − · · · − ifn (0)] e
.
(3.86)
67
3.5. RESPUESTA NATURAL MÁS FORZADA
Ejemplo 3.4: Encontrar la tensión del capacitor del circuito de la figura 3.16
para t > 0.
t=0
890Ω
t=0
0,2A
100µF
vC
1KΩ
75V
Figura 3.16: Circuito RC con dos fuentes de excitación constante.
La respuesta de tensión del capacitor se puede encontrar aplicando el
teorema de superposición, obteniendo primero todas las respuestas forzadas
y luego la respuesta natural. Para determinar la respuesta forzada debido a
la fuente de corriente se pasiva la fuente de tensión y se analiza el circuito
para t → ∞, quedando como en la figura 3.17a. La tensión forzada debido
890Ω
0,2A
890Ω
100µF
vC
1KΩ
100µF
vC
1KΩ
(b)
(a)
Figura 3.17: Circuito RC de la figura 3.16 para t → ∞, con (a) fuente de tensión
pasivada y (b) fuente de corriente pasivada.
a la fuente de corriente será entonces
vC1 (∞) = 0,2A · 1KΩ = 200[V]
(3.87)
En la figura 3.17b se muestra el estado final del circuito con la fuente de
corriente pasivada. La fuente de tensión no produce respuesta forzada ya
que el interruptor la desconecta en t = 0, por lo tanto
vC2 (∞) = 0
(3.88)
El circuito de la figura 3.17b representa también el circuito que resulta de
pasivar ambas fuentes para t > 0, de donde se puede obtener fácilmente la
respuesta natural general. La constante de tiempo es
τ = RC = 1KΩ · 100µF = 0,1s,
(3.89)
con lo que la respuesta natural viene dada por
vCn (t) = Ae−10t .
(3.90)
68
La respuesta completa general queda entonces
vC = 200 + Ae−10t .
(3.91)
Luego, en t = 0− la tensión inicial del capacitor es la tensión de la fuente
75V, por lo tanto
vC (0+ ) = 200 + A = 75 ⇒ A = −125.
(3.92)
vC (t) = 200 − 125e−10t [V]
(3.93)
Finalmente
∀t > 0,
que es la tensión buscada.
3.6.
Respuesta a una fuente no constante
Un sistema de primer orden que es excitado por una fuente genérica,
tiene como ecuación de equilibrio una ODE de primer orden no homogénea
a
dx(t)
+ bx(t) = f (t)
dt
(3.94)
o en su forma normalizada (a = 1)
dx(t) x(t)
+
= y(t)
dt
τ
(3.95)
cuya solución completa está formada por una solución general de la hot
mogénea (xn = Ce− τ ) más la solución particular de la no homogénea, es
decir la respuesta natural más la respuesta forzada.
Esta ODE puede ser resuelta por varios métodos, uno de ellos se conoce
como método de Lagrange o solución integral. El método se basa en la
solución propuesta para resolver la ODE de primer orden homogénea. Por
analogı́a propone como solución una función de igual forma que la natural,
pero en lugar de ser C una constante, es también una función dependiente
del tiempo
t
x(t) = c(t)e− τ
(3.96)
Para probar que ésta es solución, se busca su derivada respecto del tiempo
t
−e− τ
dx(t)
dc(t) − t
=
e τ + c(t)
dt
dt
τ
!
(3.97)
3.6. RESPUESTA A UNA FUENTE NO CONSTANTE
69
y se lleva a (3.95). Luego, operando
"
t
dc(t) − t
−e− τ
e τ + c(t)
dt
τ
!#
t
+
c(t)e− τ
= y(t)
τ
dc(t) − t
e τ = y(t)
dt
t
dc(t)
= y(t)e τ
dt
(3.98)
(3.99)
(3.100)
e integrando ambos miembros se encuentra c(t)
c(t) =
Z
t
y(t)e τ dt + C
(3.101)
Es decir, para que (3.96) sea solución de (3.95), c(t) tiene que ser como
(3.101). Reemplazando
x(t) =
Z
t
t
y(t)e τ dt + C e− τ
(3.102)
Z
(3.103)
t
t
x(t) = Ce− τ + e− τ
t
y(t)e τ dt
y (3.103) es la solución completa (natural más forzada) de la ODE (3.95).
Notar que la ODE considerada (3.95) para encontrar la solución (3.103)
está normalizada, es decir que el coeficiente que acompaña a la derivada de
mayor orden es 1. Esta normalización debe realizarse siempre antes de aplicar
la solución (3.103) a una ODE, dividiendo la ecuación por el coeficiente
correspondiente.
Ejemplo 3.5: Para el circuito de la figura 3.18 determinar la corriente iL
para t > 0.
t=0
10 + e−2t
70Ω
iL
10H
Figura 3.18: Circuito RL serie alimentado con una fuente de tensión no constante.
La ecuación de equilibrio para t > 0 en términos de iL es
diL
dt
diL
= 70iL + 10
dt
diL
= 7iL +
dt
v(t) = RiL + L
10 + e−2t
10 + e−2t
10
(3.104)
(3.105)
(3.106)
70
de donde iL será
−7t
iL = Ce
−7t
+e
iL = Ce−7t +
Z
10 + e−2t
10
!
e7t dt
1 e−2t
+
7
50
(3.107)
(3.108)
como en t = 0 la corriente es nula, la constante C vale
iL (0) = C +
1
1
+
=0
7 50
(3.109)
C=−
57
350
(3.110)
finalmente i(t)
iL =
3.7.
57 −7t e−2t
1
−
e
+
.
7 350
50
(3.111)
Alimentación con fuente sinusoidal. Corriente
alterna
El caso particular de un circuito alimentado con una fuente senoidal es
muy importante debido al intensivo uso de este tipo de alimentaciones en la
ingenierı́a. Se verá en detalle su resolución aplicando el método de Lagrange
visto anteriormente.
t=0
Vmáx sen(ωt + θv )V
R
i(t)
L
Figura 3.19: RL serie alimentado con una fuente de tensión senoidal.
Si se alimenta un circuito RL serie con una fuente alterna como en la
figura 3.19 la ecuación de equilibrio para t > 0 según la LKV será
vin (t) − vR (t) − vL (t) = 0
vin (t) = vR (t) + vL (t)
d(i(t))
Vmáx sen(ωt + θv ) = Ri(t) + L
dt
R
d(i(t))
Vmáx
sen(ωt + θv ) = i(t) +
L
L
dt
(3.112)
(3.113)
(3.114)
(3.115)
3.7. ALIMENTACIÓN CON FUENTE SINUSOIDAL. CORRIENTE ALTERNA71
que, según el método de Lagrange visto anteriormente, la solución integral
de esta ODE tiene la forma
Z
R Vmáx
t
−R
t
−R
L
L
sen(ωt + θv ) dt
(3.116)
+e
eLt
i(t) = Ke
L
la función integral de (3.116) se encuentra resolviendo la integral por partes5 ,
haciendo
R
L R
dv = e L t dt ⇒ v = e L t
(3.117)
R
Vmáx
Vmáx
sen(ωt + θv ) ⇒ du = ω
cos(ωt + θv )dt
(3.118)
u=
L
L
y reemplazando en la integral queda
Z
R
eLt
L R Vmáx
Vmáx
sen(ωt + θv ) dt = e L t ·
sen(ωt + θv )−
L
R
L
Z
L Rt
Vmáx
eL · ω
cos(ωt + θv ) dt
R
L
(3.119)
(3.120)
Esta nueva integral en el segundo miembro de (3.120) se resuelve también
por partes quedando
Z
R
eLt
Vmáx
L R Vmáx
sen(ωt + θv )−
L
R
L
"
L2 R t ωVmáx
eL ·
cos(ωt + θv )+
R2
L
ω 2 L2
R2
Z
e
R
t
L
Vmáx
sen(ωt + θv ) dt
L
#
(3.121)
Finalmente, como esta última integral tiene la misma forma que la del primer
miembro, se halla la solución por asociación de términos
ω 2 L2
1+
R2
!Z
R
eLt
Vmáx
L R Vmáx
sen(ωt + θv )−
L
R
L
L2 R t ωVmáx
eL ·
cos(ωt + θv )
R2
L
es decir
Z
R
eLt
Vmáx
1
sen(ωt + θv ) dt =
2 2
L
1 + ωRL2
(3.122)
L R t Vmáx
eL ·
sen(ωt + θv )−
R
L
#
L2 R t ωVmáx
eL ·
cos(ωt + θv )
R2
L
Z
R
5
(3.123)
R
e
R
t
L
Vmáx
Vmáx e L t
sen(ωt + θv ) dt = 2
[R sen(ωt + θv )−
L
R + ω 2 L2
ωL cos(ωt + θv )]
u dv = uv −
R
v du
(3.124)
72
Volviendo ahora a la (3.116) de la corriente con este resultado se tiene
R
t
−R
L
i(t) = Ke
−R
t
L
+e
R
i(t) = Ke− L t +
R2
Vmáx e L t
· 2
[R sen(ωt + θv ) − ωL cos(ωt + θv )]
R + ω 2 L2
(3.125)
Vmáx
[R sen(ωt + θv ) − ωL cos(ωt + θv )]
+ ω 2 L2
(3.126)
para reducir esta última ecuación se puede utilizar la igualdad trigonométrica
a sen(x) − b cos(x) =
p
a2 + b2 sen x − arctan
b
a
(3.127)
entonces (3.126) queda
Vmáx p 2
ωL
+ 2
R + ω 2 L2 sen ωt + θv − arctan
i(t) = Ke
2
2
R +ω L
R
(3.128)
R
ωL
Vmáx
(3.129)
i(t) = Ke− L t + √
sen ωt + θv − arctan
2
2
2
R
R +ω L
t
−R
L
Esta solución general representa la evolución de la corriente para todo
t > 0, para considerar el caso particular se debe calcular la constante K. En
este caso la corriente en t = 0 es nula, entonces
ωL
Vmáx
sen θv − arctan
R
R2 + ω 2 L2
ωL
Vmáx
sen θv − arctan
K = −√
2
2
2
R
R +ω L
i(0) = K + √
=0⇒
(3.130)
(3.131)
Finalmente
ωL − R t
Vmáx
sen θv − arctan
e L +
i(t) = − √
2
2
2
R
R +ω L
ωL
Vmáx
sen ωt + θv − arctan
+√
R
R2 + ω 2 L2
(3.132)
(3.133)
que es el resultado particular para este circuito RL serie.
En la figura 3.20 pueden verse las gráficas de la respuesta completa de
corriente (en color negro) junto con las respuestas natural y forzada (en color
gris), la grafica en lı́nea de trazos representa la excitación.
3.8.
Sistemas de segundo orden
Si consideramos la interacción entre dos elementos almacenadores de
energı́a deberemos utilizar una ODE de 2◦ orden para describir su comportamiento. Cada elemento almacenador introduce una condición inicial
73
3.8. SISTEMAS DE SEGUNDO ORDEN
vin (t)
i(t)[A]
i(t)
in (t)
t[s]
if (t)
Figura 3.20: Corriente en un RL serie alimentado con una fuente de tensión
senoidal
independiente en el sistema, por lo que será necesario contar con dos soluciones naturales que permitan satisfacer ambas condiciones iniciales. Como
se verá a continuación, estas dos soluciones naturales son las dos soluciones
generales de la ODE homogénea que describe el circuito.
v(t) = vL (t)
if (t)
R
L
C
iL (t)
Figura 3.21: Circuito RLC paralelo.
Comencemos el análisis utilizando como ejemplo un circuito paralelo
RLC como el de la figura 3.21, para este circuito la ecuación de nudo según
LKC es
v(t)
dv(t)
+ iL + C
RZ
dt
1
donde iL =
v(t) dt
L
Z
v(t)
1
dv(t)
if (t) =
+
v(t) dt + C
R
L
dt
if (t) =
(3.134)
(3.135)
(3.136)
esta es una ecuación integro-diferencial, que debe ser llevada a una ecuación
diferencial para ser resuelta. Derivando ambos miembros respeto a t, se
74
obtiene la ecuación diferencial
C
1 dv(t)
1
dif (t)
d2 v(t)
+
+ v(t) =
2
dt
R dt
L
dt
(3.137)
Si se analiza otro tipo de circuito con dos elementos almacenadores de
energı́a, como el circuito RLC serie de la figura 3.22 por ejemplo, la ecuación
de equilibrio será:
R
vf (t)
L
i(t)
C
Figura 3.22: Circuito RLC serie.
vf (t) = Ri(t) + L
donde vC (t) =
1
C
Z
di(t)
+ vC (t)
dt
i(t) dt
vf (t) = Ri(t) + L
(3.138)
(3.139)
di(t)
1
+
dt
C
Z
i(t) dt
(3.140)
y derivando se obtiene la ecuación diferencial de 2◦ orden a resolver
L
di(t)
1
dvf (t)
d2 i(t)
+R
+ i(t) =
2
dt
dt
C
dt
(3.141)
De igual forma, con dos elementos del mismo tipo como el circuito RL
de la figura 3.23, se obtiene una Ec.Dif. de segundo orden. Este análisis se
deja como ejercicio para el lector.
L1
vf (t)
i(t)
R1
R2
L2
Figura 3.23: Circuito irreductible con dos elementos que almacenan energı́a.
Nótese que en cada ejemplo anterior la Ec.Dif. puede ser planteada en
términos de cualquier parámetro del circuito, por ejemplo si en la (3.134)
se pone la tensión del circuito en términos de la corriente por el inductor
75
entonces
v(t) = vL (t) = L
diL
dt
(3.142)
diL
d
1 diL
L
L
+ iL + C
R dt
dt
dt
2
L diL
d iL
if (t) =
+ iL + CL 2
R dt
dt
if (t) =
(3.143)
(3.144)
la ODE queda en términos de la corriente por el inductor.
3.8.1.
Solución natural
Consideremos el circuito de la figura 3.24, aplicando LKV para t > 0
R
t=0
V0
vC (t)
C
L
i(t)
Figura 3.24: Circuito RLC sin fuente.
vR (t) + vL (t) + vC (t) = 0
di(t)
Ri(t) + L
+ vC (t) = 0
dt
(3.145)
(3.146)
y la corriente por el capacitor
i(t) = C
dvC (t)
dt
(3.147)
luego, de estas dos ecuaciones diferenciales de primer orden acopladas, podemos obtener una única ecuación diferencial de segundo orden en término
de algunas de las variables de interés. En general se prefiere resolver en
términos de alguna de las variables continuas del circuito, como la tensión
en el capacitor vC (t) o la corriente por el inductor, puesto que son las que
cumplen con la condición de continuidad y por ende las que imponen las
condiciones iniciales.
Si llevamos la ecuación (3.147) a la (3.146) tendremos
C (t)
d C dvdt
dvC (t)
R C
+L
+ vC (t) = 0
dt
dt
dvC (t)
d2 vC (t)
RC
+ LC
+ vC (t) = 0
dt
dt2
1
d2 vC (t) R dvC (t)
+
+
vC (t) = 0
dt2
L dt
LC
(3.148)
(3.149)
(3.150)
76
una ODE homogénea de segundo orden en términos de vC (t). Resolviendo
esta ODE se obtiene entonces la respuesta natural de la tensión del capacitor
en un sistema de segundo orden.
De igual forma se puede obtener la ODE en términos de la corriente
despejando la tensión vC (t) de la ecuación (3.146) y llevándola a la (3.147)
i(t) − C
d −Ri(t) − L di(t)
dt
dt
=0
d2 i(t)
di(t)
+ LC
=0
dt
dt2
d2 i(t) R di(t)
1
+
+
i(t) = 0
2
dt
L dt
LC
i(t) + RC
(3.151)
(3.152)
(3.153)
Solución a una ODE homogénea de segundo orden
La respuesta que se obtiene de circuitos como el anterior, al igual que
para los circuitos de primer orden, se la llama respuesta natural, porque es
una respuesta que depende exclusivamente de la naturaleza del sistema y
existe incluso sin la presencia de fuentes forzantes. La respuesta natural de
un sistema de segundo orden viene dada entonces por una ODE homogénea
de segundo orden, cuya solución puede encontrarse como sigue.
Sea la ODE
a2
d2 x(t)
dx(t)
+ a1
+ a0 x(t) = 0
2
dt
dt
d2 x(t)
dx(t)
+p
+ qx(t) = 0
2
dt
dt
(3.154)
(3.155)
se propone como solución la función exponencial, esta función tiene la particularidad de relacionar la primitiva con sus n derivadas y es por ende la
solución por excelencia de una ecuación diferencial
xn (t) = Aest
(3.156)
con sus derivadas
dxn (t)
= Asest
dt
d2 xn (t)
= As2 est
dt2
(3.157)
(3.158)
donde A y s son constantes a determinar. Reemplazando la solución propuesta y sus derivadas en la (3.155) queda
As2 est + pAsest + qAest = 0
(3.159)
Aest s2 + ps + q = 0
(3.160)
77
es decir que para que la función propuesta sea solución, este producto debe
ser cero para cualquier t, y como Aest es la solución propuesta y no puede
ser cero para todo t, entonces
s2 + ps + q = 0
(3.161)
lo que se conoce como ecuación caracterı́stica. Esta ecuación es en la variable s, que es el exponente de la solución propuesta. Entonces la solución
propuesta será solución de la (3.155) si y sólo si el exponente s es raı́z de la
ecuación caracterı́stica (ecuación 3.161)
−p
s1 =
+
2
s 2
p
2
−q;
−p
−
s2 =
2
s 2
Normalmente suelen denotarse como
s1 = −α +
q
α2 − ω02 ;
s2 = −α −
p
2
q
−q
α2 − ω02
(3.162)
(3.163)
donde α se llama coeficiente de amortiguamiento y ω0 frecuencia resonante.
La ecuación caracterı́stica también suele escribirse usando estas notaciones,
quedando
s2 + 2αs + ω02 = 0
(3.164)
Luego, la solución completa de (3.155) será
xn (t) = A1 es1 t + A2 es2 t
(3.165)
Es decir que la respuesta natural dependerá de las raı́ces de la ecuación
caracterı́stica, y será distinta según las raı́ces sean a) reales y distintas, b)
reales e iguales o c) complejas conjugadas. Analizaremos a continuación cada
uno de los casos.
Raı́ces reales y distintas
Si las raı́ces s1 y s2 son raı́ces reales y distintas, es decir que
s1 = −α +
s2 = −α −
q
q
α2 − ω02
(3.166)
α2 − ω02
(3.167)
con α2 > ω02 , entonces la respuesta completa de la ecuación diferencial homogénea viene dada por
xn (t) = A1 es1 t + A2 es2 t
(3.168)
que es la respuesta natural del sistema y tendrá la forma de la figura 3.25a.
Esta respuesta se la llama respuesta sobreamortiguada, las raı́ces s1 y s2
reciben el nombre de frecuencias naturales del sistema y sus inversas son las
constantes de tiempo s11 y s12 .
78
xn (t)
xn (t)
t
xn (t)
t
t
(a) Respuesta sobreamortiguada (b) Respuesta crı́ticamente amorti-(c) Respuesta subamortiguada u osguada
cilatoria
Raı́ces reales e iguales
Si las raı́ces s1 y s2 de la ecuación caracterı́stica son raı́ces reales e iguales,
es decir que
p
s1 = s2 = −α = −
(3.169)
2
esto ocurre cuando α2 = ω02 , entonces
xn (t) = Aest
(3.170)
y la respuesta natural queda ahora incompleta, ya que lo que antes eran dos
respuestas linealmente independientes (ecuación 3.168), una exponencial con
exponente s1 y otra con exponente s2 , se transforman en una única respuesta
Aest .
Para que la respuesta de una ecuación diferencial de segundo orden esté
completa se necesitan dos funciones respuestas linealmente independientes,
por lo que se debe buscar una segunda función linealmente independiente
de la anterior (ecuación 3.170). Una forma de encontrar la nueva función
es haciendo que se cumpla el requisito de independencia lineal entre las
respuestas, es decir que se cumpla que
xn2 (t)
= f (t) 6= cte
xn1 (t)
(3.171)
xn2 (t) = f (t)xn1 (t)
(3.172)
o bien
Para que la nueva respuesta propuesta xn2 (t) sea también solución del
sistema, se debe reemplazar en la (3.155) y comprobar que satisface la igualdad, para esto se deriva sucesivamente la función propuesta dos veces y se
lleva a la ODE
xn2 (t) = f (t)xn1 (t) = f (t)Aest
ẋn2 (t) = f˙(t)Aest + f (t)Asest
(3.173)
ẍn2 (t) = f¨(t) + f˙(t)s + f˙(t)s + f (t)s2 Aest
(3.174)
(3.175)
79
reemplazando y sacando factor común Aest se obtiene
h
Aest f¨(t) + 2f˙(t)s + f (t)s2 +
(3.176)
i
+p f˙(t) + f (t)s + qf (t) = 0
(3.177)
igual que en el caso de raı́ces reales y distintas esta igualdad se debe satisfacer
para todo t, y como Aest no puede ser cero para todo t por ser la función
propuesta, debe ser cero entonces lo que queda entre corchetes
f¨(t) + 2f˙(t)s + f (t)s2 + p f˙(t) + f (t)s + q(f (t)) = 0
(3.178)
Agrupando en términos de la f (t) y sus derivadas se tiene
f¨(t) + f˙(t) (2s + p) + f (t) s2 + ps + q) = 0
(3.179)
como s es una raı́z de la ecuación caracterı́stica entonces s2 + ps + q = 0, es
decir
f¨(t) + f˙(t) (2s + p) = 0
(3.180)
además, según la (3.169), el coeficiente 2s + p es igual a cero por tratarse de
raı́ces reales e iguales, finalmente
f¨(t) = 0
(3.181)
Una función cuya derivada segunda sea nula debe tener como derivada primera una constante y debe ser por ende una función lineal. O sea
f (t) = K1 t + K2
(3.182)
Esto permite concluir diciendo que si se multiplica a la solución xn1 (t)
por cualquier f (t) de la forma K1 t+K2 se obtendrá otra solución linealmente independiente de la ecuación diferencial. Entonces xn2 (t) será (ecuación
3.173)
xn2 (t) = (K1 t + K2 ) Aest
st
st
xn2 (t) = A1 e + A2 te
(3.183)
(3.184)
pero la segunda solución encontrada se compone de dos funciones linealmente independientes, es decir que esta es ya una solución completa. Entonces
xn (t) = A1 est + A2 test
(3.185)
que es la solución completa buscada. Este tipo de respuestas se llama respuesta crı́ticamente amortiguada y su forma se grafica en la figura 3.25b.
80
Raı́ces complejas conjugadas
Si la ecuación caracterı́sticas tiene raı́ces complejas conjugadas, es decir
que α2 − ω02 < 0, entonces
s1 = −α + jωn
(3.186)
s2 = −α − jωn
q
(3.187)
donde ωn = ω02 − α2 , que se conoce como frecuencia resonante amortiguada.
Ahora las soluciones xn1 (t) y xn2 (t) formadas con los exponentes complejos s1 y s2 , son dos soluciones linealmente independientes pero complejas
xn (t) = A1 e(−α+jωn )t + A2 e(−α−jωn )t
(3.188)
xn (t) = e−αt A1 ejωn t + A2 e−jωn t
(3.189)
Utilizando la igualdad de Euler se puede poner la solución en términos
de las funciones trigonométricas
xn (t) = e−αt ((A1 + A2 )cos(ωn t) + j(A1 − A2 )sen(ωn t))
(3.190)
Como las constantes A1 y A2 son constantes arbitrarias que deben ser
elegidas para cumplir con las condiciones iniciales del sistema, y como estas condiciones iniciales serán siempre valores reales, entonces las A1 y A2
deberán ser tales que sumadas den un número real puro (A1 + A2 = B1 ) y
restadas un número imaginario puro (A1 − A2 = −jB2 ), de tal forma que
xn (t) = e−αt (B1 cos(ωn t) + j(−jB2 )sen(ωn t))
−αt
xn (t) = e
(B1 cos(ωn t) + B2 sen(ωn t))
(3.191)
(3.192)
es decir que del conjunto de funciones complejas representadas por (3.189)
y que son solución de la ODE homogénea de segundo orden solo tomamos
las que son reales puras, ya que nos interesa representar parámetros fı́sicos
reales.
A este tipo de respuesta se la llama respuesta subamortiguada y es la que
da el nombre a las dos anteriores. Se trata de una función trigonométrica
que es atenuada por un exponencial e−αt , donde α se llama coeficiente de
atenuación y ωn es la frecuencia resonante amortiguada del sistema. La
gráfica de esta respuesta se puede ver en la figura 3.25c.
3.8.2.
Condiciones iniciales
Un sistema de segundo orden tiene entonces dos condiciones iniciales que
deben ser satisfechas, una por cada elemento almacenador de energı́a. Las
constantes que acompañan a cada solución natural deben ser establecidas
81
de forma tal que la respuesta completa del sistema cumpla con estas dos
condiciones iniciales. Es decir, debemos “particularizar” la respuesta.
Volviendo sobre el circuito RLC de la figura 3.24 y suponiendo por simplicidad que las raı́ces del sistema son reales y distintas, la tensión en el
capacitor dada por la ODE (3.150) será
vC (t) = Aes1 t + Bes2 t
(3.193)
en t = 0 la tensión en el capacitor vale vC (0) = V0 , por lo tanto
vC (0) = A + B = V0
(3.194)
como la corriente por el inductor es nula, también lo será la corriente por el
capacitor para t > 0, entonces
dvC (t) =0
iL (0) = iC (0) = C
dt t=0
= C (As1 + Bs2 ) = 0
(3.195)
(3.196)
y de las ecuaciones (3.194) y (3.196) se obtienen A y B para cumplir con
ambas condiciones iniciales.
Si observamos la ecuación (3.195) vemos que la segunda condición inicial
está determinando la pendiente de la respuesta de tensión en t = 0, es decir
que en un sistema de segundo orden las condiciones iniciales establecen el
valor y la pendiente inicial de cada respuesta. En la figura 3.25 se pueden ver
dos gráficas de la respuesta vC (t), ambas tienen un valor inicial vC (0) = V0
con V0 > 0 pero la primera es para iL (0) = 0 y la segunda iL (0) = I0 con
I0 > 0.
vC (t)
V0
vC (t)
iL (0) = 0
V0
iL (0) = I0
t
Figura 3.25: Respuesta de tensión en un sistema de segundo orden.
3.8.3.
Solución forzada
Para el caso de sistemas de segundo orden o más no es posible encontrar la solución completa utilizando el método de Lagrange propuesto para
los sistemas de primer orden, por lo que la solución forzada (o la solución
particular de la inhomogénea) debe buscarse utilizando otros métodos.
t
82
Encontrar la solución forzada implica: del punto de vista matemático
encontrar una función que satisfaga la ODE inhomogénea, y del punto de
vista eléctrico resolver el régimen permanente del sistema.
Existen varios métodos para resolver el régimen permanente de un sistema sin necesidad de resolver en forma directa la ODE, estos métodos varı́an
según la forma de la excitación6 y serán objeto de estudio en capı́tulos posteriores.
Los métodos para encontrar la respuesta de la ODE inhomogénea propuestos por el análisis matemático son varios, de todos vamos a utilizar el
método de los coeficientes indeterminados por ser el que más se ajusta a las
formas de excitación comúnmente utilizadas en electricidad.
El método de los coeficientes indeterminados consiste en proponer como
solución la suma de la función excitación y todas sus derivadas, multiplicando cada una de ellas por un coeficiente constante a determinar. El método
se basa en el hecho de que existe un conjunto de funciones que no cambian
su forma al ser derivadas, es decir al ser introducidas en una ODE. Este
conjunto de funciones esta formado por las funciones de forma polinómica,
exponencial, sinusoidal y producto de estos tipos7 .
3.8.4.
Soluciones linealmente dependientes
Como caso particular debe tenerse en cuenta que la solución propuesta
no sea linealmente dependiente de las respuestas naturales del sistema. Esto
puede ocurrir cuando la excitación es de tipo exponencial pura o un producto de una exponencial con una sinusoidal. Consideremos por ejemplo la
siguiente ODE
dx(t)
d2 x(t)
+p
+ qx(t) = Kest
2
dt
dt
(3.197)
si s es una frecuencia natural del sistema tal que s2 + ps + q = 0, una de las
dos respuestas naturales será de la forma
xn1 (t) = A1 est
(3.198)
entonces no puede proponerse xf (t) = Aest como solución forzada ya que
es LD de xn1 (t). Para evitar esto se propone como solución forzada xf (t) =
tAest , que llevada a (3.197)
6
s2 tAest + 2sAest + p Aest + stAest + q tAest = Kest
tA(s2 + ps + q) + A(p + 2s) = K
(3.199)
(3.200)
Por ejemplo el método fasorial para resolver el régimen permanente de circuitos excitados con señales sinusoidales, o el análisis del comportamiento de los elementos ante una
excitación continua.
7
Notar que la función constante está incluida en el conjunto como caso particular de
función polinómica, es decir una función polinómica de grado cero.
83
3.9. SISTEMAS DE ORDEN SUPERIOR
y como s es raı́z simple de la ecuación caracterı́stica, nos queda
A=
K
;
p + 2s
s 6= −
p
2
(3.201)
y la solución propuesta
xf (t) = t
K
est
p + 2s
(3.202)
es solución de la ODE.
En general, si s es raı́z de la ecuación caracterı́stica con multiplicidad r,
la solución forzada propuesta toma la forma xf (t) = tr Aest .
En forma similar, si la excitación tiene la forma de una sinusoidal atenuada
f (t) = e−αt (A cos(ωn t) + B sin(ωn t))
(3.203)
y −α ± jωn son raı́ces de la ecuación caracterı́stica, entonces la solución
forzada propuesta será
xf (t) = tr e−αt (M cos(ωn t) + N sin(ωn t))
(3.204)
con r la multiplicidad del par de raı́ces −α ± jωn .
En la tabla 3.1 se listan las posibles excitaciones con sus soluciones forzadas a proponer. Obsérvese que los casos en que s = 0 y s = ±jωn sean
raı́ces de la ecuación caracterı́stica implican una resistencia equivalente nula
en el sistema (R = 0), estos casos particulares sólo pueden darse en sistemas
ideales o sistemas no lineales.
3.9.
Sistemas de orden superior
Cuando el circuito contiene más de dos elementos que almacenan energı́a
la ecuación de equilibrio será una ecuación diferencial de orden n, siendo n el
número de elementos irreductibles almacenadores de energı́a. La respuesta
natural de este tipo de sistemas es una combinación lineal de algunas de
las respuestas halladas para los sistemas de segundo orden (pág. 75), según
sean las raı́ces de la ecuación caracterı́stica. La solución forzada se obtendrá
mediante el método de los coeficientes indeterminados, tal como se hizo para
los sistemas de segundo orden (pág. 81).
3.9.1.
Solución natural
Según las raı́ces de la ecuación caracterı́stica la respuesta natural del
sistema será construida de la siguiente manera:
84
Excitación
f (t) = ap tp + · · · a1 t + a0
Solución propuesta
xf (t) = tr (Ap tp + · · · + A1 t + A0 )
f (t) = Ke−αt
xf (t) = tr Ae−αt
con r la multiplicidad de 0 como
raı́z de la ecuación caracterı́stica
con r la multiplicidad de −α como
xf (t) = tr (A1 cos(ωn t) + A2 sin(ωn t))
f (t) = K1 cos(ωn t) + K2 sin(ωn t)
con r la multiplicidad de ±jωn como
f (t) = (ap tp + · · · a1 t + a0 ) e−αt
xf (t) = tr (Ap tp + · · · + A1 t + A0 ) e−αt
f (t) = e−αt (K1 cos(ωn t) + K2 sin(ωn t))
xf (t) = tr e−αt (A1 cos(ωn t) + A2 sin(ωn t))
con r la multiplicidad de −α como
con r la multiplicidad de −α ± jωn como
Cuadro 3.1: Lista de soluciones propuestas para el método de los coeficientes
indeterminados
Raı́ces reales: las raı́ces reales ai aportarán a la respuesta natural del
sistema un conjunto de respuestas de la forma
M
R X
X
A(i+j−1) t(j−1) e−ai t
(3.205)
i=1 j=1
siendo M la multiplicidad de la raı́z i-ésima y R el número de raı́ces
distintas. Si se trata de una raı́z simple, es decir de multiplicidad M =
1 la respuesta aportada será una exponencial pura.
Raı́ces complejas conjugadas: las raı́ces complejas conjugadas −αi ±jωi
aportarán a la respuesta natural del sistema un conjunto de respuestas
de la forma
M
C X
X
i=1 j=1
t(j−1) e−αi t B(i+j−1) cos(ωi ) + C(i+j−1) sin(ωi )
(3.206)
siendo C el número de pares de raı́ces complejas conjugadas distintas
y M la multiplicidad del i-ésimo par de raı́ces complejas conjugadas.
El número de soluciones LI aportado por las raı́ces de la ecuación caracterı́stica debe ser igual al orden de la ecuación diferencial. Por ejemplo, para
un sistema de orden 5 con ecuación caracterı́stica
(s + 2)3 (s + 5)(s + 8) = 0
(3.207)
3.9. SISTEMAS DE ORDEN SUPERIOR
85
tendrá como respuesta natural
xnatural (t) = A1 e−2t + A2 te−2t + A3 t2 e−2t + A4 e−5t + A5 e−8t
.
(3.208)
86
Capı́tulo 4
Transformada de Laplace
4.1.
4.1.1.
Transformada de Laplace
Definición
La Transformada de Laplace es un operador lineal que transforma una
función f (t) de argumento real t (t ≥ 0) en una función F (s) de argumento
complejo s definida como:
F (s) =
Z
0
∞
f (t)e−st dt,
(4.1)
donde s es una variable compleja de la forma s = σ + ω con σ > 01 . Se lo
representa usualmente con el sı́mbolo L, y se escribe
L[f (t)](s) = F (s).
(4.2)
La transformada de Laplace opera sobre un conjunto de funciones definidas en el dominio del tiempo y las lleva a otro conjunto de funciones en el
dominio de la frecuencia compleja, en el dominio de la pulsación compleja
o simplemente en el dominio de la variable s. Esta transformación aplicada
sobre el modelo de un sistema permite encontrar la respuesta del sistema
de forma mucho más simple que en el dominio del tiempo, principalmente
cuando el modelo del sistema incluye ecuaciones diferenciales, ya que éstas
se transforman en ecuaciones algebraicas en el dominio de s.
Luego a la respuesta encontrada en el dominio de s se aplica la transformación inversa para obtener la respuesta en el dominio del tiempo. Esta
operación se conoce como transformada inversa de Laplace o antitransformada de Laplace y se denota
L−1 [F (s)](t) = f (t),
1
(4.3)
Esta restricción define lo que se llama región de convergencia de la transformada de
Laplace, que asegura la existencia de esta transformada para toda función f (t) sin singularidades en el semieje positivo, cuyo valor absoluto crece a lo sumo como un polinomio
en t cuando t → +∞.
87
88
CAPÍTULO 4. TRANSFORMADA DE LAPLACE
L−1 es también un operador lineal definido como la inversa de (4.1), este
operador se verá en detalle más adelante (sección 4.3).
Para encontrar la transformada de Laplace de una función se debe integrar sobre t entre 0 e ∞ la función a transformar multiplicada por e−st ,
según indica su definición (4.1). Como la transformación existe sólo para
t ≥ 0, para asegurar unicidad (más adelante daremos la definición de unicidad, sección 4.1.2) la función a transformar debe ser nula para t < 0. Si f (t)
no es nula para t < 0 entonces se define g(t) = f (t)u(t) para poder aplicar
la transformada.
Ejemplo 4.1: Sea la función f (t) = e−at u(t), encontrar su función transformada F (s) aplicando la definición (4.1)2 .
F (s) = L[e−at u(t)](s) =
Z
0
∞
e−at e−st dt =
Z
0
∞
e−(s+a)t dt =
−e−(s+a)t ∞ −e−(s+a)∞ e−(s+a)0
=
+
=
(s + a) 0
s+a
s+a
1
.
(4.4)
L[e−at u(t)](s) =
s+a
No siempre es necesario calcular esta integral para encontrar nuevas
transformadas, haciendo uso de transformadas conocidas y de operaciones
algebraicas se pueden encontrar nuevas transformadas, por ejemplo:
Ejemplo 4.2: Encontrar la transformada de la función escalón f (t) = u(t).
Digamos sin demostrar que para el operador L vale lo siguiente3
lı́m L[fε ] = L[lı́m fε ].
ε
ε
(4.5)
Entonces, si tomamos lı́mite al resultado del ejemplo anterior (4.4) para
a que tiende a cero
1
1
=
a→0 s + a
s
lı́m L[e−at u(t)](s) = lı́m
a→0
L lı́m e−at u(t) (s) = L[u(t)],
a→0
(4.6)
(4.7)
luego igualando (4.6) y (4.7) nos queda que
L[u(t)] =
2
1
s
(4.8)
Nótese que la transformada de Laplace de esta función está bien definida, es decir la
integral converge, para todo s tal que su parte real sea estrictamente mayor que −a.
3
La demostración es de una complejidad matemática importante y está fuera del alcance de este texto.
89
4.1. TRANSFORMADA DE LAPLACE
que es la transformada de la función f (t) = u(t) (figura 4.1).
u(t)
1
t
Figura 4.1: Función escalón f (t) = u(t).
4.1.2.
Propiedades de la transformada
Algunas propiedades de la Transformada de Laplace son de gran utilidad para encontrar transformadas de funciones compuestas o que de alguna
forma se relacionan con funciones cuyas transformadas se conocen. Las más
usadas de estas propiedades se describen a continuación.
Unicidad
A una función f (t)u(t) le corresponde una única función transformada
F (s) y una función F (s) es transformación de una y sólo una función f (t)u(t)
L
f (t)u(t) −→ F (s)
y
L−1
F (s) −→ f (t)u(t).
(4.9)
Otra forma de enunciar esta propiedad es: si f (t)u(t) tiene como transformada a F (s), y g(t)u(t) tiene como transformada a la misma F (s), entonces
f (t)u(t) y g(t)u(t) son iguales4 . Esta propiedad es de gran importancia ya
que permite formar los llamados pares de transformadas que se utilizan para realizar la operación de antitransformación, como se verá en detalle más
adelante.
Linealidad
La transformada de la suma de funciones es igual a la suma de las transformadas de cada una de éstas funciones
a1 f1 (t) + a2 f2 (t) → a1 F1 (s) + a2 F2 (s),
4
(4.10)
Para que la transformación sea única para todo t se debe asegurar que la función a
transformar sea idénticamente nula para t < 0, ya que si f = g ∀t ≥ 0 pero f 6= g ∀t < 0,
sus transformadas serán las mismas y no se cumple la unicidad.
90
donde F1 (s) y F2 (s) son las transformadas de Laplace de f1 (t) y f2 (t) respectivamente.
Ejemplo 4.3: Encontrar la transformada de Laplace de la función Ae−at u(t).
El cálculo de esta transformada aplicando la definición (4.1) es
L[Ae−at u(t)](s) =
=
Z
∞
0
Ae−at e−st dt = A
A
,
s+a
Z
∞
0
e−(s+a)t dt =
(4.11)
ahora si en lugar de resolver la integral se aplica la propiedad de linealidad
haciendo uso de (4.4) se tiene
h
i
h
i
L Ae−at u(t) = AL e−at u(t) =
A
,
s+a
(4.12)
que coincide con (4.11).
Ejemplo 4.4: Encontrar la tranformada de f (t) = sen(ωt)u(t).
Podemos hacer uso de la igualdad de Euler para encontrar la transformada del sen(ωt). Sabiendo que
sen(ωt) =
1 ωt
e − e−ωt ,
2
(4.13)
aplicando la propiedad de linealidad la transformada será
L[sen(ωt)u(t)](s) = L
1 ωt
e − e−ωt u(t) =
2
1 ωt
L[e u(t)] − L[e−ωt u(t)] =
2
1
ω
1
1
=
= 2
−
.
2 s − ω s + ω
(s + ω 2 )
=
(4.14)
Desplazamiento en t
Si una función f (t)u(t) se desplaza un tiempo t0 de forma que
f (t)u(t) → f (t − t0 )u(t − t0 ),
(4.15)
91
entonces su transformada5 será:
L[f (t − t0 )u(t − t0 )](s) =
Z
∞
t0
f (t − t0 )e−st dt.
(4.16)
Para resolver esta integral hagamos un cambio de variable6 q = t − t0 de
modo que dq = dt
L[f (q)u(q)](s) =
Z
∞
f (q)e
0
−st0
=e
−s(q+t0 )
Z
|
0
∞
dq =
Z
∞
0
f (q)e−sq dq
{z
f (q)e−sq e−st0 dq =
= e−st0 F (s),
(4.17)
}
transf. de f sin desplazar
es decir, la transformada de una función f (t)u(t) desplazada en t0 es igual
a la transformada F (s) de la función sin desplazar, multiplicada por e−st0
L[f (t − t0 )u(t − t0 )](s) = e−st0 F (s).
(4.18)
Ejemplo 4.5: Una función escalón de amplitud A se inicia un tiempo t0 > 0
(figura 4.2). Calcular su transformada aplicando la propiedad del desplazamiento en t.
u(t − t0 )
A
t
t0
Figura 4.2: Función escalón desplazado f (t) = Au(t − t0 ).
Como sabemos de (4.8), la transformada de un escalón es
A
,
(4.19)
s
entonces, según la propiedad anterior, la transformada del escalón que se
inicia en t = t0 será
L[Au(t)](s) =
L[Au(t − t0 )](s) = e−st0
5
A
.
s
(4.20)
La transformada se define para t ≥ 0 por lo que la integración se realiza entre 0 e ∞,
si t se desplaza a t − t0 entonces la transformada queda definida para t − t0 ≥ 0, o bien
t ≥ t0 y la integración debe realizarse entre t0 e ∞.
6
Esto cambia nuevamente el lı́mite inferior de integración puesto que ahora q = t − t0
y como t − t0 ≥ 0 entonces q ≥ 0.
92
Desplazamiento en s
Si una función f (t)u(t) es afectada por una exponencial e−at su transformada de Laplace sufre un desplazamiento en s. La transformada de la
función e−at f (t)u(t) será
Z
L[e−at f (t)u(t)](s) =
∞
0
Z
e−at f (t)e−st dt =
0
∞
f (t)e−(s+a)t dt
(4.21)
haciendo un cambio de variable de forma que s + a = g, la integral toma
la forma de la transformada pero en la variable g, o bien en la variable
desplazada s + a
L[e−at f (t)u(t)](g) =
Z
∞
0
f (t)e−(g)t dt = F (g) = F (s + a).
(4.22)
El desplazamiento en frecuencia de una función transformada se produce al
multiplicar la función por un exponencial en el dominio del tiempo.
Ejemplo 4.6: Calcular la transformada de f (t) = e−at Au(t).
Si afectamos al escalón Au(t) por el exponencial e−at , según la propiedad
del desplazamiento en s la transformada de Au(t) se verá desplazada en s+a
F (s) =
A
s
→
F̃ (s) = F (s + a) =
A
,
s+a
(4.23)
que es coincidente con la transformada L[e−at Au(t)](s) encontrada antes por
integración (4.11).
Derivación
La transformada de una función y la transformada de sus sucesivas derivadas mantienen una relación en el dominio de la variable s que hacen a la
transformada de Laplace una herramienta muy potente en la resolución de
ecuaciones diferenciales. Estas transformadas permiten incorporar las condiciones iniciales del problema en el dominio de s, lo que justifica el uso de
la transformada unilateral de Laplace en sistemas con almacenamiento de
energı́a.
Sea la función f (t)u(t) y su transformada F (s), y sea g(t) = df
dt u(t),
entonces
df
L[g(t)](s) = L
=
dt
Z
∞ df
0
dt
e−st dt.
(4.24)
Resolviendo la integral por partes
Z
0
∞
∞
u dv = uv 0 −
Z
0
∞
v du,
(4.25)
93
con
u = e−st
df
dt
dv =
dt
→ du = −se−st
→ v = f (t),
la integral queda
∞
L[g(t)](s) = f (t)e−st 0 −
Z
0
∞
= f (∞)e−∞s −f (0)e−0s + s
|
{z
=0
f (t) −se−st dt =
}
Z
|
∞
0
f (t)e−st dt =
{z
}
transformada de f (t)
= −f (0) + sL [f (t)] .
(4.26)
Como la variable s se definió con su parte real mayor que cero el término
f (∞)e−∞s será siempre cero ya que por hipótesis f (t) crece más lentamente
que la exponencial. Finalmente nos queda
L[g(t)](s) = G(s) = sL [f (t)u(t)] − f (0),
(4.27)
la transformada de la derivada de una función es el producto de s por la
transformada de la función, menos el valor inicial o condición inicial de esta
función f (t)
df
L
(s) = sF (s) − f (0).
dt
(4.28)
Este valor inicial es el valor que toma la función original f (t) en t = 0.
ω
Ejemplo 4.7: Sabiendo que F (s) = L [sen(ωt)u(t)] = (s2 +ω
2 ) , encontrar la
transformada del cos(ωt) aplicando la propiedad de derivación.
Se puede encontrar la transformada del coseno conociendo ya la transformada del seno porque ambas funciones se relacionan por su derivada, es
decir
d (sen(ωt))
= ω cos(ωt)
dt
1 d (sen(ωt))
= cos(ωt),
ω
dt
(4.29)
(4.30)
luego, transformando la (4.30) y aplicando la propiedad de la derivación será
1
ω
1 d (sen(ωt))
− sen(ω0)
L[cos(ωt)] = L
=
s 2
ω
dt
ω (s + ω 2 )
(4.31)
94
es decir que
L [cos(ωt)] (s) =
(s2
s
.
+ ω2)
(4.32)
Obsérvese en este caso que la condición inicial del sen(ωt) es 0, pero esto no
es siempre ası́ y se debe tener cuidado de no pasar por alto el valor inicial
de la función al calcular su derivada en el dominio de s.
Ejemplo 4.8: Calcular la transformada de la función g(t) =
f (t) = e−at u(t).
d(f (t))
dt u(t),
con
La función f (t) = e−at tiene como derivada en el tiempo a la función
g(t) = f ′ (t) = −ae−at = −af (t). Podemos encontrar esta transformada
aplicando la propiedad de linealidad de la transformada de Laplace
G(s) = −aF (s) =
−a
.
s+a
(4.33)
Resolviendo ahora aplicando la propiedad de la derivación tenemos
L f ′ (t) (s) = sF (s) − f (0)
como f (0) = e−a0 = 1,
L f ′ (t) (s) = s
1
−a
−1=
s+a
s+a
(4.34)
(4.35)
que concuerda con la (4.33).
La propiedad de la derivación de la transformada de Laplace permite
convertir una ecuación diferencial (a0 f (t) + a1 f ′ (t) + · · · + an f n (t) = g(t))
en una simple ecuación algebraica en s, lo que facilita su resolución en el
dominio de la frecuencia compleja.
4.2.
Aplicación a la resolución de circuitos
Un circuito eléctrico con elementos que almacenan energı́a tiene como
respuesta una ecuación diferencial. El orden de esta ecuación diferencial
depende de cuantos elementos inductivos o capacitivos irreductibles tenga
el circuito. Por medio de la transformada de Laplace vamos a obtener una
ecuación algebraica en s que representa la ecuación diferencial en el dominio
de la frecuencia.
La resolución del circuito consiste por ahora en encontrar la función respuesta en el domino de la frecuencia (más adelante veremos cómo encontrar
95
4.2. APLICACIÓN A LA RESOLUCIÓN DE CIRCUITOS
la función respuesta en el dominio del tiempo a partir de su función antitransformada).
Supongamos un circuito RL como el de la figura 4.3 excitado con una
fuente vin (t) que tiene una corriente inicial i(0) = I0 . Se desea encontrar la
función respuesta I(s) = L [i(t)].
vR
vin (t)
i(t)
vL
Figura 4.3: Circuito serie RL.
Aplicando la LKV y según las referencias de las tensiones tenemos
vin (t) − vR (t) − vL (t) = 0,
(4.36)
de donde la ecuación diferencial en términos de la respuesta será
vin (t) = Ri(t) + L
di(t)
.
dt
(4.37)
Aplicando L a esta igualdad, por unicidad de la transformada se cumple
L [vin (t)] = L Ri(t) + L
di(t)
.
dt
(4.38)
Luego por la propiedad de linealidad se cumpla también
L [vin (t)] = RL [ i(t)] + LL
di(t)
,
dt
(4.39)
donde
L [vin (t)] = Vin (s)
RL [i(t)] = R I(s)
di(t)
LL
= L (sI(s) − i(0)) ,
dt
(4.40)
(4.41)
(4.42)
entonces, la ecuación diferencial se transforma en la siguiente ecuación algebraica en la variable s
Vin (s) = RI(s) + sLI(s) − Li(0).
(4.43)
Reordenando términos y reemplazando el valor inicial de la corriente en el
inductor (i(0) = I0 ), despejamos I(s)
RI(s) + sLI(s) = Vin (s) + LI0
Vin (s) + LI0
I(s) =
R + sL
(4.44)
96
que es la solución buscada.
Si bien lo que tenemos hasta ahora es la transformada de la respuesta
i(t), sabemos por la propiedad de unicidad que esta transformada es única
y por lo tanto a partir de ella podremos encontrar una y sólo una función
i(t) que cumpla con
L[i(t)](s) = I(s),
(4.45)
o bien, puesto en términos de antitransformada
i(t) = L−1 [I(s)].
(4.46)
Ejemplo 4.9: En t = 0 se aplica al circuito RL serie de la figura 4.4 una
tensión continua de 55V. Encontrar la transformada de la respuesta i(t)
para t > 0, luego en el dominio de s calcular la tensión en el inductor.
470Ω
55u(t)
i(t)
300mH
Figura 4.4: Circuito serie RL que se enciende en t = 0.
Según la LKV, la malla debe cumplir7
55u(t) = 470i(t) + 300 × 10−3
di(t)
.
dt
(4.47)
Aplicando la transformada a ambos miembros tenemos
L [55u(t)] = 470L[i(t)] + 300 × 10−3 L
di(t)
,
dt
55
= 470I(s) + 300 × 10−3 (sI(s) − i(0)) .
s
(4.48)
(4.49)
La corriente inicial del circuito es i(0) = 0 en el inductor, despejando I(s)
queda
55
I(s) =
s
1
470 + 300 × 10−3 s
=
ˆ
183.33
ˆ
s(s + 1566.66)
(4.50)
Si ahora queremos obtener la tensión en el inductor debemos derivar
la corriente i(t) en el tiempo y multiplicar por L. En el dominio de s la
7
La función u(t) representa la aplicación de la fuente en el tiempo t = 0.
97
transformada de la tensión en el inductor se puede obtener aplicando la
propiedad de la derivación. En efecto, sabiendo que
vL (t) = L
di(t)
,
dt
(4.51)
la transformada será
VL (s) = sLI(s) − Li(0).
(4.52)
Como el valor inicial de i(t) en este caso es nulo, con L = 300mH nos queda
VL (s) = sL
4.2.1.
ˆ
55
183.33
=
.
ˆ
ˆ
s(s + 1566.66)
s + 1566.66
(4.53)
Función de transferencia
En general se define como función de transferencia al cociente entre la
transformada de la salida y la transformada de la entrada de un sistema con
todas las condiciones iniciales iguales a cero
Y (s)
,
X(s)
(4.54)
Y (s) = L[y(t)]
(4.55)
H(s) =
donde
es la transformada de la salida del sistema, y
X(s) = L[x(t)]
(4.56)
es la transformada de la entrada.
En términos de circuitos eléctricos se denomina función de transferencia a la transformada de la respuesta sobre la transformada de la excitación, cuando todos los elementos inductivos y capacitivos del circuito están
desenergizados.
Si analizamos por ejemplo el circuito RL serie de la figura 4.3 (página
95) donde definimos la tensión vin (t) como excitación y la corriente i(t) como
respuesta, la función de transferencia es
H(s) =
1
I(s)
=
.
Vin (s)
R + sL
(4.57)
98
Impedancia de Laplace
Podemos cambiar el punto de vista de la entrada y salida de este circuito, pensando al RL como una carga por la que circula una corriente i(t)
provocando una caı́da de tensión en sus bornes vcarga = vin como respuesta. En este caso la función de transferencia será el cociente entre la Vin (s)
(respuesta) y la I(s) (excitación).
H(s) =
Vin (s)
= R + sL.
I(s)
(4.58)
La función de transferencia definida como el cociente de las transformadas de una tensión sobre una corriente como la de la (4.58) se la llama
impedancia
Z(s) =
V (s)
.
I(s)
(4.59)
De esta forma se define la impedancia de los elementos R, L y C, considerando la caı́da de tensión sobre cada uno de ellos.
Para la resistencia, la caı́da de tensión en el domino de s será
VR (s) = RI(s),
(4.60)
y su impedancia (función de transferencia) ZR (s)
ZR (s) =
VR (s)
= R,
I(s)
(4.61)
que es la resistencia de s o de Laplace.
Para el inductor8
VL (s) = sLI(s) − Li(0),
(4.62)
entonces, su función de transferencia será
ZL (s) =
VL (s)
= sL,
I(s)
(4.63)
que es la impedancia inductiva de s.
La relación tensión-corriente en un capacitor es
i(t) = C
dvC
.
dt
(4.64)
8
Recordar que la función de transferencia se define con condiciones iniciales iguales a
cero.
99
Transformando ambos miembros
I(s) = C [sVC (s) − vC (0)] ,
(4.65)
donde vC (0) es la tensión inicial del capacitor. Como para encontrar la
función de transferencia debemos hacer cero las condiciones iniciales
tendremos
ZC (s) =
1
VC (s)
=
,
I(s)
sC
(4.66)
que es la impedancia capacitiva de s o de Laplace.
Como puede observarse en (4.58), la impedancia total de Laplace en un
circuito serie es la suma de las impedancias de Laplace de cada elemento.
4.2.2.
Circuito equivalente de Laplace
Si se toman en consideración las condiciones iniciales y se suponen en
general distintas de cero, se puede utilizar la representación de las respuestas
de cada elemento para construir lo que se conoce como circuito equivalente de
Laplace. Este circuito equivalente debe permitirnos obtener en forma directa
la ecuación de la respuesta en la variable s, sin tener que plantear primero
la ecuación diferencial y luego transformar para poder resolver.
Para encontrar un circuito equivalente serie RLC partimos de la sumatoria de las tensiones en el tiempo y luego transformamos
vin (t) = vR (t) + vL (t) + vC (t)
(4.67)
L[·]
Vin (s) = VR (s) + VL (s) + VC (s).
(4.68)
La transformada de las tensiones en cada elemento son
VR (s) = RI(s)
(4.69)
VL (s) = sLI(s) − Li(0)
1
[I(s) + CvC (0)]
VC (s) =
sC
(4.70)
(4.71)
reemplazando en (4.68) se obtiene la ecuación de equilı́brio en términos de
I(s)
Vin (s) = RI(s) + [sLI(s) − Li(0)] +
1
vC (0)
.
I(s) +
sC
s
(4.72)
Analizando los diferentes términos del segundo miembro de (4.72) vemos
que en algunos aparece la I(s) multiplicada por la impedancia del elemento.
Según la definición de impedancia vista antes, el producto de la transformada
100
de la corriente por esta función de transferencia nos da la transformada de
1
se comportan
la tensión a bornes del elemento. Es decir que R, sL y sC
como cargas que al ser atravesadas por una corriente producen una caı́da
de tensión en el dominio de s. Esto es acorde a lo visto antes cuando se
encontró la función de transferencia de cada elemento.
Por otro lado aparecen las condiciones iniciales, tanto del inductor como
del capacitor, que no contienen el factor I(s), y como estamos sumando
transformadas de tensiones estos términos deben ser tensiones en s. En el
circuito equivalente se los representa con fuentes de tensión (transformadas)
cuyo valor depende de la energı́a inicial almacenada en cada elemento.
Finalmente, agrupando fuentes en un miembro y términos con el factor
I(s) en el otro, la ecuación de circuito queda
1
vC (0)
= RI(s) + sLI(s) +
I(s)
(4.73)
s
sC
vC (0)
1
Vin (s) + Li(0) −
I(s)
(4.74)
= R + sL +
s
sC
vC (0)
= Z(s)I(s).
(4.75)
Vin (s) + Li(0) −
s
Nuevamente, Z(s) es la impedancia de s o impedancia de Laplace, formada
por la suma de cada una de las impedancias de s del circuito
Vin (s) + Li(0) −
1
Z(s) = R + sL +
sC
.
(4.76)
El circuito de la figura 4.5b permite obtener en forma directa la (4.72) que
es lo que se buscaba. Obsérvese cómo la polaridad de los generadores de
tensión que representan las condiciones iniciales determinan el signo en la
ecuación.
R
R
vin (t)
i(t)
L
Vin (s)
C
I(s)
vC (0) 1
sC
s
(a)
sL
Li(0)
(b)
Figura 4.5: Circuito serie RLC (a), y su equivalente de Laplace (b).
El mismo análisis puede aplicarse a un circuito RLC paralelo (figura
4.6). Partiendo de la suma de las corrientes en el nudo principal y luego
transformando tendremos
iin (t) = iR (t) + iL (t) + iC (t)
L[·]
Iin (s) = IR (s) + IL (s) + IC (s)
(4.77)
(4.78)
101
vin (t)
iin (t)
R
Vin (s)
L
C
R
Iin (s)
sL
(a)
i(0)
s 1
sC
CvC (0)
(b)
Figura 4.6: Circuito paralelo RLC (a), y su equivalente de Laplace (b) utilizando
fuentes de corriente para representar las condiciones iniciales.
donde las transformadas de las corrientes serán
Vin (s)
R
1
IL (s) =
[Vin (s) + Li(0)]
sL
IC (s) = C [sVin (s) − vC (0)] .
(4.79)
IR (s) =
(4.80)
(4.81)
Llevando éstas a (4.78), la ecuación de circuito queda
Vin (s)
1
+
[Vin (s) + Li(0)] + C [sVin (s) − vC (0)]
R sL
1
1
i(0)
Iin (s) = Vin (s)
+
+ sC +
− CvC (0)
R sL
s
1
i(0)
1
Iin (s) = Vin (s) + Vin (s)
+
+ Vin (s)sC − CvC (0).
R
sL
s
Iin (s) =
(4.82)
(4.83)
(4.84)
Como estos sumados son corrientes transformadas, los términos con el factor
Vin (s) son transformadas de corrientes que se obtienen como el producto de
la transformada de la tensión y las inversas de las impedancias de Laplace de cada elemento. Los términos restantes son fuentes de corrientes que
dependen de los valores iniciales de energı́a almacenada en inductores y capacitores. La ecuación (4.84) puede obtenerse en forma directa del circuito
de la figura 4.6b.
Admitancia de Laplace
Agrupando cargas y fuentes en (4.84) tenemos
i(0)
1
1
Iin (s) −
+ CvC (0) = Vin (s)
+
+ sC
s
R sL
= Vin (s)
1
Z(s)
(4.85)
es decir que la impedancia total de s en un RLC paralelo es9
Vin (s)
= Z(s) =
Iin (s)
1
1
R
+
1
sL
+ sC
.
(4.86)
9
Transformada de la tensión sobre transfromada de la corriente con todas las condiciones iniciales nulas.
102
Otra función de transferencia muy usual es la definida como la inversa de
la impedancia, es decir como el cociente de la transformada de la corriente
sobre la transformada de la tensión. Esta función de transferencia recibe el
nombre de admitancia de Laplace, que para este caso será
1
1
Iin (s)
= Y (s) = +
+ sC.
Vin (s)
R sL
(4.87)
Si analizamos cada componente individualmente veremos que las admitancias de Laplace están dadas por
YR (s) =
1
;
R
YL (s) =
1
;
sL
YC (s) = sC.
(4.88)
Como puede verse en (4.87) en un circuito paralelo la admitancia total se
obtiene sumando las admitancias de cada elemento, para este caso
Y (s) = YR (s) + YL (s) + YC (s).
(4.89)
Equivalente serie
Si en lugar de representar las condiciones iniciales con fuentes de corriente
queremos representarlas por fuentes de tensión como se hizo en el circuito
equivalente serie podemos reescribir la ecuación (4.82) de la siguiente forma
Iin (s) =
Vin (s)
1
vC (0)
.
+
[Vin (s) + Li(0)] + sC Vin (s) −
R
sL
s
(4.90)
Ahora las condiciones iniciales se representan con transformadas de tensiones
que se suman o restan a la Vin (s) para dar la tensión aplicada VL (s) y VC (s)
1
respectivamente. En el circuito de la figura 4.7b se
a los elementos sL y sC
representa la ecuación (4.90).
Es decir que en el circuito equivalente paralelo de Laplace cada elemento
almacenador de energı́a tendrá asociado en serie al mismo, una fuente de
tensión igual al de cada elemento del circuito equivalente serie (figura 4.5).
vin (t)
Vin (s)
L i(0)
iin (t)
R
L
(a)
C
Iin (s)
R
sL
vC (0)
s
1
sC
(b)
Figura 4.7: Circuito paralelo RLC (a), y su equivalente de Laplace (b) utilizando
fuentes de tensión para representar las condiciones iniciales.
4.2.3.
103
Teorema del valor inicial
El teorema del valor inicial permite conocer el valor de inicio de la respuesta en el dominio del tiempo, estando aún en el dominio de la variable s.
Esto es útil a la hora de comprobar si la respuesta encontrada cumple con
las condiciones iniciales exigidas por el sistema, sin necesidad de antitransformar para la verificación.
Para encontrar la definición del teorema partimos de la transformada
de la derivada de una función f (t). Según la (4.28) la transformada de la
derivada de una función f (t) es
df (t)
L
=
dt
Z
∞ df (t)
0
dt
e−st dt = sF (s) − f (0).
(4.91)
Si tomamos lı́mite a ambos miembros para s → ∞ el primer miembro se
anula
lı́m
Z
∞ df (t)
s→∞ 0
dt
−st
e
dt =
Z
∞ df (t)
0
dt
lı́m e−st dt = 0,
s→∞
(4.92)
es decir que el segundo miembro es
0 = lı́m [sF (s) − f (0)] = lı́m [sF (s)] − f (0),
(4.93)
f (0) = lı́m sF (s).
(4.94)
s→∞
s→∞
de donde
s→∞
Esta igualdad nos dice que el valor que se obtiene de tomar el lı́mite para
s → ∞ de la transformada de la respuesta multiplicada por s, es el valor
que toma dicha respuesta10 en t = 0. Esto se conoce como teorema del valor
inicial.
Ejemplo 4.10: Encontrar el valor inicial de la función sen(ωt) para t → 0
aplicando el teorema del valor inicial.
La transformada del sen(ωt) es, según (4.14)
L[sen(ωt)u(t)] =
ω
ω
=
(s2 + ω 2 )
(s + jω)(s − jω)
(4.95)
tomando lı́mite para s → ∞ de sF (s) tenemos
lı́m sF (s) = lı́m s
s→∞
s→∞
(s2
ω
=0
+ ω2 )
que se corresponde con el valor que toma la función en t = 0.
10
Siempre que f (t) sea continua en t = 0.
(4.96)
104
4.2.4.
Teorema del valor final
Igualmente importante al valor inicial es el valor final que tomará la
respuesta en el tiempo, este valor puede conocerse mediante el teorema del
valor final antes de pasar la respuesta al domino del tiempo.
Si a la transformada de la derivada de una función le tomamos lı́mite
para s → 0 tenemos
lı́m
Z
∞ df (t)
e−st dt = lı́m [sF (s) − f (0)]
(4.97)
lı́m e−st dt = lı́m [sF (s)] − f (0)
s→0
dt |s→0{z }
(4.98)
s→0 0
Z ∞
df (t)
0
dt
s→0
=1
∞
✟ = lı́m [sF (s)] − f (0)
✟
✟
f (0)
f (t) = f (∞) − ✟
✟✟
0
s→0
f (∞) = lı́m sF (s),
s→0
(4.99)
(4.100)
es decir que el valor que toma el lı́mite para s → 0 de la respuesta en el
domino de Laplace multiplicada por s, es el valor que tomará en el dominio
del tiempo para t → ∞.
La (4.100) se conoce como teorema del valor final. Este teorema es aplicable sólo si todas las raı́ces del denominador (o polos) de la función F (s)
tienen parte real negativa, menos una qua puede ser cero. La causa de esta
restricción es que si una función en el domino de Laplace tiene polos con
parte real positiva (o no negativa) la antitransformada de esta función tiene un comportamiento oscilante o inestable en el tiempo, es decir que para
t → ∞ esta función en el tiempo no tiende a un valor finito. El análisis de
estabilidad de los sistemas es materia de estudio de Teorı́a de los circuitos
II.
Ejemplo 4.11: Encontrar el valor que toma la función sen(ωt) para t → ∞
aplicando el teorema del valor final a su transformada.
La transformada del sen(ωt) es, según (4.14)
L[sen(ωt)u(t)] =
(s2
ω
ω
=
2
+ω )
(s + jω)(s − jω)
(4.101)
pero los dos polos de esta función tienen parte real igual a cero
Re {+jω} = 0
Re {−jω} = 0
(4.102)
(4.103)
entonces si aplicamos el TVF (Teorema del Valor Final) a esta función obtendremos un resultado erróneo, en efecto
ω
lı́m sF (s) = lı́m s 2
=0
(4.104)
s→0
s→0 (s + ω 2 )
4.3. TRANSFORMADA INVERSA DE LAPLACE
105
nos dice que sen(ω∞) = 0, lo cual no es verdadero porque el valor que toma
la función senoidal en el infinito está indefinido (entre 1 y −1)
sen(ωt)
t→∞
= indefinido 6= 0,
(4.105)
por lo tanto el TVF no es aplicable para esta función.
4.3.
Transformada inversa de Laplace
La aplicación de la transformada de Laplace en la resolución de sistemas de ecuaciones diferenciales (o de sistemas cuyas respuestas se expresen
mediante ecuaciones diferenciales) se completa cuando luego de obtenida la
respuesta en el dominio de la variable s se obtiene la respuesta en el dominio
del tiempo. Esto es posible gracias a la propiedad de unicidad que tiene esta
transformación, la que nos asegura que existe una única función en el tiempo
cuya transformada coincide con nuestra respuesta en el dominio de s.
La operación que lleva F (s) a f (t) se llama antitransformada o transformada inversa de Laplace y se define como11
f (t) = L−1 [F (s)] =
1
2jπ
Z
j∞
F (s)est ds.
(4.106)
−j∞
Esta integral es en general de difı́cil resolución, por lo tanto la transformada
inversa de una función F (s) se encuentra siempre buscando una función
f (t) candidata, cuya transformada sea F (s). Para facilitar la búsqueda de
esa función f (t) se puede descomponer la función original F (s) en una suma
de funciones más sencillas y luego aplicar la propiedad de linealidad. Es decir
f (t) = L−1 [F (s)]
−1
f1 (t) + f2 (t) + f3 (t) = L
[F1 (s) + F2 (s) + F3 (s)]
(4.107)
(4.108)
donde F (s) = F1 (s)+F2 (s)+F3 (s) y f (t) = f1 (t)+f2 (t)+f3 (t). Estas funciones sencillas F1 (s), F2 (s), F3 (s) deben ser además conocidas transformadas
de modo tal que puedan asociarse fácilmente a sus funciones correspondientes en el tiempo.
4.3.1.
Desarrollo en fracciones parciales
Una función en el dominio de la variable s que satisface
lı́m F (s) = 0
s→∞
11
(4.109)
Siempre que F (s) no tenga singularidades con parte real positiva, si las tiene debe
elegirse un camino de integración tal que contenga también estas singularidades con parte
real positiva, pero no son casos que se encuentren en los sistemas que aquı́ se tratan.
106
P (s)
, entonces se puede asegurar que el grado de
si se escribe como F (s) = Q(s)
P (s) es siempre menor al de Q(s).
El método de expansión en fracciones simples permite expandir un cociente de polinomios en una suma de fracciones con una constante a determinar como numerador y una raı́z del polinomio Q(s) como denominador.
Las fracciones simples propuestas dependen del tipo de raı́ces de Q(s).
Raices simples
Sea Q(s) = (s + α1 )(s + α2 ) · · · (s + αn ) entonces F (s) puede escribirse
F (s) =
P (s)
A1
A2
An
=
+
+ ··· +
Q(s)
(s + α1 ) (s + α2 )
(s + αn )
(4.110)
Para encontrar las constantes se multiplica ambos miembros por la raı́z
denominador y se toma lı́mite para s que tiende a dicha raı́z. Por ejemplo
lı́m
s→−α1
(s + α1 )
P (s)
A2
+ ···+
= lı́m A1 + (s + α1 )
s→−α1
Q(s)
(s + α2 )
An
+(s + α1 )
= A1 .
(4.111)
(s + αn )
En general, cualquier constante i-ésima puede ser calculada
Ai = lı́m
s→−αi
P (s)
(s + αi )
Q(s)
(4.112)
y la función f (t) será
f (t) =
n
X
Ai e−αi t .
(4.113)
i=1
Ejemplo 4.12: Obtener las funciones temporales correspondientes a las respuestas del ejemplo 4.9.
La corriente en el dominio de s encontrada en el ejemplo es
I(s) =
183,33
s(s + 1566,66)
(4.114)
por lo que la corriente puede ser representada como
I(s) =
A2
A1
+
s
s + 1566,66
(4.115)
donde A1 ∈ R y A2 ∈ R. Según (4.112) se tiene que
183,33
A1 = lı́m
= 0,12
s→0 s + 1566,66
(4.116)
107
y
A2 =
lı́m
s→−1566,66
183,33
= −0,12
s
(4.117)
luego nos queda
I(s) =
0,12
0,12
183,33
=
−
s(s + 1566,66)
s
s + 1566,66
(4.118)
ahora las fracciones parciales de la derecha pueden ser asociadas fácilmente
a sus respectivas funciones en el tiempo, con lo que
i(t) = 0,12 1 − e−1566,66t u(t).
(4.119)
Para el caso de la tensión VL (s) la solución es directa
vL (t) = 35,1 × 10−3 e−1566,66t u(t).
(4.120)
Raı́ces múltiples
Sea Q(s) = (s + α)n , entonces F (s) puede escribirse
F (s) =
A1
A2
An
P (s)
=
+
+ ··· +
Q(s)
(s + α) (s + α)2
(s + α)n
(4.121)
Para encontrar la constante An se multiplica ambos miembros por el denominador de F (s) y se toma lı́mite para s → −α
lı́m
s→−α
(s + α)n
h
P (s)
= lı́m A1 (s + α)n−1 + A2 (s + α)n−2 + · · · +
s→−α
Q(s)
+An−1 (s + α) + An ] = An .
(4.122)
P (s)
y
Ahora para hallar An−1 se toma la derivada respecto a s de (s + α)n Q(s)
luego nuevamente lı́mite para s → −α
lı́m
s→−α
d
P (s)
(s + α)n
ds
Q(s)
= lı́m
s→−α
h
(n − 1)A1 (s + α)n−2 + · · · +
i
+(n − 2)A2 (s + α)n−3 + · · · + An−1 = An−1 . (4.123)
En general, para encontrar la constante An−k se toma el lı́mite de la
P (s)
derivada k-ésima de (s + α)n Q(s)
para s → −α y se divide por el factorial
de k
An−k = lı́m
s→−α
"
1 d(k)
P (s)
(s + α)n
k! ds
Q(s)
#
,
(4.124)
y la función f (t) será
f (t) =
n
X
i=1
Ai ti−1 e−αt .
(4.125)
108
Raı́ces complejas
Si bien las raı́ces complejas pueden ser calculadas según sean simples
o múltiples como se vio en los puntos anteriores, es posible simplificar las
operaciones de antitransformación si se observa lo siguiente:
Sea Q(s) = s2 + ps + q, con raı́ces complejas conjugadas (−α ± jω)
entonces la expansión en fracciones simples será
F (s) =
A
A∗
P (s)
=
+
,
Q(s)
(s + α + jω) (s + α − jω)
(4.126)
donde A y A∗ son constantes complejas, con A∗ el conjugado de A. Según
(4.113) la f (t) será entonces una función compleja, la que mediante la igualdad de Euler podrá ser expresada como una función real en términos de senos
y cosenos. Por ejemplo si se desea obtener una respuesta real en términos
de un único coseno se puede antitransformar y poner A en forma polar
A = |A|ejθ , con lo que A∗ = |A|e−jθ , entonces la f (t) será
f (t) = |A|ejθ e(−α−jω)t + |A|e−jθ e(−α+jω)t =
= |A|e−αt ej(ωt−θ) + e−j(ωt−θ) =
= 2|A|e−αt cos(ωt − θ).
(4.127)
Si antes de antitransformar operamos con (4.126) de forma que nos queden las transformadas de estos senos y cosenos, podemos obtener directamente la f (t) real. En efecto, haciendo común denominador y luego operando
tenemos
A(s + α − jω) + A∗ (s + α + jω)
=
(s + α)2 + ω 2
(A + A∗ )(s + α) + j(−A + A∗ )ω
=
.
(s + α)2 + ω 2
F (s) =
(4.128)
Donde (A + A∗ ) = 2Re{A} y j(A∗ − A) = −2Im{A} son ambos valores
reales, entonces
F (s) = 2Re{A}
ω
s+α
+ 2Im{A}
2
2
(s + α) + ω
(s + α)2 + ω 2
(4.129)
que corresponden a la transformada de un coseno y un seno multiplicados
por un exponencial e−αt
f (t) = e−αt (2Re{A} cos(ωt) + 2Im{A} sen(ωt)) .
(4.130)
Teniendo en cuenta lo anterior, para el caso de raı́ces complejas conjugadas la descomposición en fracciones parciales puede hacerse directamente
como sigue
F (s) =
P (s)
s+α
ω
=C
+D
2
2
Q(s)
(s + α) + ω
(s + α)2 + ω 2
(4.131)
109
y encontrar las constantes C y D que satisfagan la igualdad. Luego la antitransformada de cada fracción es directa.
Ejemplo 4.13: Encontrar la respuesta de tensión para t > 0 del circuito de
la figura 4.8.
100Ω
6V
100Ω
t=0
10µF
vC (t)
100mH
20u(t)V
Figura 4.8: Respuesta subamortiguada.
Definiendo a las tensiones en la resistencia y el inductor como caı́das,
para t > 0 tendremos
20 = −vC (t) + vR (t) + vL (t) =
di(t)
,
= −vC (t) + Ri(t) + L
dt
(4.132)
luego la relación tensión corriente sobre el capacitor será
i(t) = −C
dvC (t)
.
dt
(4.133)
Transformando y ordenando
20
s
20
(R + sL) I(s) − VC (s) =
+ Li(0),
s
RI(s) + L [sI(s) − i(0)] − VC (s) =
(4.134)
(4.135)
y
I(s) + C [sVC (s) − vC (0)] = 0
(4.136)
I(s) + sCVC (s) = CvC (0),
(4.137)
o en forma matricial
"
#"
R + sL −1
1
sC
#
I(s)
=
VC (s)
"
20
s
#
+ Li(0)
CvC (0)
(4.138)
Este sistema lineal puede resolverse por los métodos clásicos, por ejemplo
aplicando la regla de Cramer. La transformada VC (s) puede calcularse ha-
110
ciendo el cociente entre el determinante sustituto ∆2 y el determinante principal ∆ de (4.138)
(R + sL) (CvC (0)) − 20
∆2
s + Li(0)
=
=
VC (s) =
∆
(R + sL) (sC) + 1
RCvC (0) + sLCvC (0) − Li(0) − 20
s
=
1
s
+
LC s2 + R
L
LC
=
R
+ vC (0)s2 − i(0)
L vC (0)s C s
1
R
s s2 + L s + LC
−
20
LC
,
(4.139)
(4.140)
(4.141)
que es la respuesta completa de la tensión del capacitor en el dominio de
s. Notar que ambas condiciones iniciales, correspondientes a los dos elementos almacenadores de energı́a, aparecen como parte de la respuesta de
tensión. Esto evidencia la interrelación que existe entre ambos elementos.
Notar también que el denominador de (4.141) está formado por el polinomio caracterı́stico de la ODE de segundo orden que modela la tensión del
capacitor en el tiempo, y la raı́z s = 0 que introduce la fuente de excitación
constante. Las raı́ces correspondientes al polinomio caracterı́stico del denominador darán lugar a la parte natural de la respuesta y la raı́z s = 0 a la
parte forzada correspondiente a la excitación.
El paso siguiente es expandir la (4.141) en fracciones parciales, para lo
cual se debe conocer primero que tipo de raı́ces conforman el denominador. Las condiciones iniciales para este ejemplo son: vC (0) = 6V, i(0) = 0.
Reemplazando por sus valores numéricos nos queda
6000s + 6s2 − 20 × 106
=
s(s2 + 1000s + 1 × 106 )
6000s + 6s2 − 20 × 106
=
s(s + 500 − j866,03)(s + 500 + j866,03)
VC (s) =
(4.142)
(4.143)
que dadas sus raı́ces puede ser expandido a
VC (s) =
B
B∗
A
+
+
s
s + 500 − j866,03 s + 500 + j866,03
(4.144)
luego, conociendo las constantes A, B y B ∗ estas fracciones pueden ser
fácilmente antitransformadas. Sus correspondientes funciones en el dominio
del tiempo serán funciones complejas, pero la combinación de ambas a travéz
de la igualdad de Euler permiten encontrar las funciones reales que modelan
el parámetro vC (t). Como vimos en la sección 4.3.1, es posible evitar el paso
por funciones complejas si se plantea la expansión en las siguientes fracciones
VC (s) =
A
866,03
s + 500
(4.145)
+C
2
2 +D
s
(s + 500) + (866,03)
(s + 500)2 + (866,03)2
111
donde las constantes C y D serán ambas reales y por lo tanto de cada
fracción se obtendrán funciones reales en el dominio de t. Para determinar
A se procede como en el caso de raı́ces simples
A = lı́m s
s→0
6000s + 6s2 − 20 × 106
= −20.
s(s2 + 1000s + 1 × 106 )
(4.146)
Para encontrar D podemos hacer s = −500, con lo que la fracción con s+500
en el numerador se anula, entonces
−20
866,03
6000s + 6s2 − 20 × 106
=
+D
2
2
2
6
s(s + 1000s + 1 × 10 )
s
(s + 500) + (866,03) (4.147)
s=−500
de donde D = 15. Finalmente se encuentra C = 26 dando a s cualquier valor
(diferente de una raı́z del denominador), por ejemplo s = 1, quedando
VC (s) =
−20
866,03
s + 500
+ 26
2
2 + 15
2
2
s
(s + 500) + (866,03)
(s + 500) + (866,03)
(4.148)
y su correspondiente función en el dominio de t
vC (t) = −20 + e−500t (26 cos(866,03t) + 15 sen(866,03t)) .
(4.149)
Esta es la respuesta completa de la tensión del capacitor del circuito de
la figura 4.8, para verificar que cumple con las condiciones iniciales debemos
probar que vC (0) = 6V
vC (t)|t=0 = −20 + 26 = 6,
(4.150)
y que, según la (4.133), su pendiente inicial debe ser nula
dvC (t) = −500 · (26) + 15 · (866,03) ≈ 0.
dt t=0
(4.151)
En la figura 4.9 se muestra el gráfico de la tensión del capacitor encontrada,
destacando la pendiente nula de la curva en t = 0.
4.3.2.
Fórmula de Heaviside
Si la función F (s) tiene solamente polos simples, existe una fórmula
conocida como fórmula del desarrollo de Heaviside que permite obtener la
antitransformada f (t) en forma directa.
P (s)
y −αi las n raı́ces distintas de Q(s), entonces la f (t)
Sea F (s) = Q(s)
se obtiene haciendo
−1
f (t) = L
n
X
P (s)
P (−αi ) −αi t
=
e
,
Q(s)
Q′ (−αi )
i=1
(4.152)
112
vC (t)
6V
t
−20V
Figura 4.9: Tensión del capacitor del circuito de la figura 4.8.
donde Q′ es la derivada de Q respecto de s.
Para probar esta igualdad definamos la función Qi (s) como
Qi (s) =
Q(s)
,
s + αi
(4.153)
es decir que Q(s) se puede expresar como Q(s) = Qi (s)(s + αi ), y la (4.112)
se puede escribir utilizando esta nueva función como
Ai = lı́m
s→−αi
P (−αi )
P (s)
=
.
Qi (s)
Qi (−αi )
(4.154)
Si tomamos la derivada de Q(s) respecto de s
Q′ (s) =
d
[Qi (s)(s + αi )] = Qi (s) + (s + αi )Q′i (s)
ds
(4.155)
y hacemos s = −αi obtenemos que
Q′ (−αi ) = Qi (−αi ),
(4.156)
con lo que la (4.154) nos queda
Ai =
P (−αi )
Q′ (−αi )
y llevando esta a (4.113) obtenemos la (4.152).
(4.157)
113
4.4. RESPUESTA AL IMPULSO
4.4.
Respuesta al impulso
La función delta de Dirac, o función delta, o función impulso es una
función definida como12
(
δ(t) =
∞
0
Z
t=0
t 6= 0
∞
δ(t) dt = 1
(4.158)
−∞
Si un circuito es excitado por una función como esta, se obtendrá una
respuesta muy particular que analizaremos a continuación.
f (t)
Au(t)
1
t0
0
t0
t
1
t0
⇒
0
t0
t
−Au(t − t0 )
− t10
Figura 4.10: Función pulso.
Empecemos por encontrar la transformada de Laplace de la función impulso. Para esto definimos convenientemente una función pulso como la suma
de dos escalones (Au(t) y −Au(t − t0 )) desplazados uno de otro, de igual
amplitud pero de signo opuesto, de forma tal que se anulen entre sı́ para
t > t0 (figura 4.10). Con A = t10 , la función pulso será
f (t) = Au(t) − Au(t − t0 ) =
1
1
u(t) − u(t − t0 )
t0
t0
(4.159)
tal que cualquiera sea el valor de t0 el área de esta función es igual a 1.
Ahora, si a esta función pulso le tomamos lı́mite para t0 → 0 obtenemos
la función impulso, es decir
lı́m
t0 →0
1
1
u(t) − u(t − t0 ) = δ(t).
t0
t0
(4.160)
Transformando ambos miembros de (4.160)
L lı́m
t0 →0
12
1
1
u(t) − u(t − t0 )
t0
t0
= L [δ(t)] ,
(4.161)
Si bien esta función no es realizable fı́sicamente, ya que su amplitud debe ser infinita
y su duración en el tiempo debe ser cero, es de gran utilidad en el análisis de circuitos,
como se verá más adelante.
114
sacando el lı́mite afuera de la transformada nos queda
1
{L [u(t)] − L [u(t − t0 )]} =
L [δ(t)] = lı́m
t0 →0 t0
!
1 1 e−st0
=
−
= lı́m
t0 →0 t0
s
s
1 − e−st0
.
(4.162)
t0 →0
st0
Para resolver este lı́mite se puede aplicar la regla de L’hospital, esto es derivar numerador y denominador respecto de la variable que se está tomando
lı́mite
∂ (1−e−st0 )
se−st0
s
∂t0
=
lı́m
L [δ(t)] = lı́m
= = 1,
(4.163)
∂(st
)
0
t0 →0
t0 →0
s
s
= lı́m
∂t0
es decir, la transformada del delta de Dirac es la unidad en el dominio de la
variable s.
Recordando que se definió la función de transferencia como el cociente de
la transformada de la salida sobre la transformada de la entrada con todas
las condiciones iniciales iguales a cero
H(s) =
Vout (s)
,
Vin (s)
(4.164)
si aplicamos a la entrada un delta de Dirac tendremos
vin (t) = δ(t) ⇒ Vin (s) = 1,
(4.165)
Vout (s)
= Vout (s),
L [δ(t)]
(4.166)
entonces
H(s) =
es decir que si a un sistema lo excitamos con un delta de Dirac, la transformada de la respuesta será su función de transferencia.
A esta particular respuesta del sistema ante una excitación delta de Dirac
se la conoce como respuesta al impulso, que no es más que la antitransformada de su función de transferencia
respuesta al impulso = h(t) = L−1 [H(s)] .
(4.167)
Si se conoce la respuesta al impulso h(t) de un sistema se conoce entonces
su función de transferencia, y por ende se puede calcular la transformada de
la salida Vout (s) para cualquier Vin (s)
Vout (s) = Vin (s) H(s).
(4.168)
Esto sin embargo no es tan sencillo como parece, debido a la imposibilidad
fı́sica de obtener un delta de Dirac. En algunas aplicaciones se utiliza una
aproximación al delta de Dirac, lográndose en la práctica resultados muy
aproximados a los teóricos.
115
4.5. TEOREMA DE CONVOLUCIÓN
4.5.
Teorema de convolución
En el campo de la ingenierı́a de control, un sistema se representa normalmente como un bloque con su función de transferencia, tal como se muestra
en la figura 4.11.
Vin (s)
H(s)
Vout (s)
Figura 4.11: Bloque de sistema con función de transferencia H(s).
Con esta representación la salida de un bloque (Vout (s)) se obtiene multiplicando la entrada (Vin (s)) por su función de transferencia (H(s)), tal
que
Vout (s) = H(s)Vin (s).
(4.169)
En el dominio del tiempo la salida será la antitransformada de este producto
vout (t) = L−1 [Vout (s)] = L−1 [H(s) Vin (s)] .
(4.170)
Es decir, la transformada inversa del producto de la entrada por la función
de transferencia nos da directamente la salida en el dominio del tiempo.
Como sabemos estas funciones transformadas son
vin (t) = L−1 [Vin (s)]
−1
h(t) = L
[H(s)] .
(4.171)
(4.172)
La pregunta que cabe realizarse es si conociendo h(t) se podrá conocer vout (t)
para cualquier vin (t) sin necesidad de transformar al dominio de s. Es decir
si existe una relación directa entre la salida, entrada y respuesta al impulso,
todo en el dominio del tiempo.
Partiendo de la integral de transformación13 de H(s)
H(s) =
Z
∞
0
h(τ )e−sτ dτ,
(4.173)
multipliquemos ambos miembros por Vin (s). Como la integral es a lo largo
de τ , se puede introducir esta función dentro del integrando sin modificar la
operación
Vin (s)H(s) =
13
Z
0
∞
h(τ )e−sτ Vin (s) dτ.
Se usa la variable τ para más adelante poder usar t en otra integral.
(4.174)
116
El producto e−sτ Vin (s) del integrando es la transformada de la función desplazada vin (t − τ ) (4.18), es decir
Z
L [vin (t − τ )] = e−sτ Vin =
τ
∞
vin (t − τ )e−st dt.
(4.175)
Si introducimos esta nueva integral a lo largo de t dentro de (4.174) nos
queda
Vin (s)H(s) =
=
Z
∞
Z
h(τ )
Z0∞ Z
0
vin (t − τ )e−st dt dτ =
τ
∞
∞
h(τ )vin (t − τ )e−st dt dτ.
τ
(4.176)
Se puede invertir el orden de integración de esta integral doble, teniendo
cuidado de adecuar los lı́mites de integración para integrar sobre el mismo
dominio. Integrar a lo largo de t entre τ e ∞ y luego a lo largo de τ entre 0
e ∞, es equivalente a integrar a lo largo de τ entre 0 y t y luego a lo largo
de t entre 0 e ∞
Vin (s)H(s) =
=
Z
0
Z
0
∞Z t
0
∞
h(τ )vin (t − τ )e−st dτ dt =
−st
e
Z
t
h(τ )vin (t − τ ) dτ dt.
0
(4.177)
Finalmente, vemos que la integral dentro de los corchetes es una función
dependiente solo de t (ya que la variable τ desaparece al ser valuada en 0 y t
después de integrar). Entonces esta ecuación es la transformada de Laplace
de la función de t entre corchetes
Vin (s)H(s) = L
Z
0
t
h(τ )vin (t − τ ) dτ ,
(4.178)
de donde, por propiedad de unicidad, se tiene que la integral entre corchetes
es igual a la antitransformada del producto Vin (s)H(s)
L−1 [Vin (s)H(s)] =
Z
0
t
h(τ )vin (t − τ ) dτ.
(4.179)
Como vimos en (4.164) el producto de la entrada en s por la función de
transferencia nos da la salida en s
L−1 [Vout (s)] = L−1 [Vin (s)H(s)] = vout (t)
(4.180)
reemplazando en (4.179) nos queda
vout (t) =
Z
0
t
h(τ )vin (t − τ ) dτ.
(4.181)
117
4.5. TEOREMA DE CONVOLUCIÓN
Esta integral es la operación que relaciona salida y entrada en el tiempo
mediante la respuesta al impulso. Se llama integral de convolución, para
representarla se utiliza el sı́mbolo ∗
vout (t) = h(t) ∗ vin (t).
(4.182)
Es decir, se puede obtener la respuesta en el tiempo de un sistema para una
determinada excitación calculando la integral de convolución de su respuesta
al impulso h(t) con la excitación deseada.
Matemáticamente, convolucionar dos funciones en el tiempo equivale a
multiplicar sus transformadas en el dominio de Laplace. Y, viceversa, multiplicar dos funciones en el tiempo es equivalente a convolucionar sus transformadas en el dominio de Laplace.
La convolución es una operación conmutativa (4.183), asociativa (4.184)
y distributiva (4.185) , propiedades que se deducen con facilidad de su definición.
f (t) ∗ g(t) = g(t) ∗ f (t),
(4.183)
f (t) ∗ (g(t) ∗ h(t)) = (f (t) ∗ g(t)) ∗ h(t),
(4.184)
f (t) ∗ (g(t) + h(t)) = (f (t) ∗ g(t)) + (f (t) ∗ h(t)) .
(4.185)
Ejemplo 4.14: Encontrar la salida de corriente de un sistema con respuesta
al impulso
h(t) = 22 e−2000t u(t)
(4.186)
para las entradas v1 (t) = 12u(t)V y v2 (t) = 12e−2000t u(t)V.
Para encontrar las salidas correspondientes a cada entrada debemos convolucionar cada una de ellas con la respuesta al impulso del sistema.
Con v1 (t) = 12u(t)V será
i1 (t) =
Z
0
t
h(t − τ )v1 (t) dτ =
Z
−2000t
= 264e
0
t
Z
0
t
22e−2000(t−τ ) u(t − τ )12u(τ ) dτ =
e2000τ u(t − τ )u(τ ) dτ,
(4.187)
entre los lı́mites de integración 0 y t ambos escalones (u(t − τ ) y u(τ )) valen
1, entonces la integral queda
−2000t
i1 (t) = 264e
Z
0
t
e2000τ dτ = 264e−2000t
264 −2000t
264
−
e
A.
=
2000 2000
e2000τ t
=
2000 0
(4.188)
118
Con v2 (t) = 12e−2000t u(t)V la respuesta será
i2 (t) =
Z
0
t
22e−2000(t−τ ) u(t − τ )12e−2000τ u(τ ) dτ =
= 264e−2000t
Z
−2000t
= 264te
t
0
A.
t
dτ = 264e−2000t τ =
0
(4.189)
Capı́tulo 5
Método fasorial
5.1.
Cálculo fasorial
El cálculo fasorial es un método que permite obtener de una forma sencilla la respuesta de régimen permanente de un circuito lineal excitado con
señales sinusoidales. Es decir, resuelve en forma directa la respuesta forzada
de la ODE de equilibrio del circuito cuando la fuente forzante es de tipo
sinusoidal. El método se basa en la representación de la señal eléctrica mediante un vector complejo o fasor, lo cuál permite transformar la ecuación
diferencial de equilibrio en una ecuación algebraica.
5.1.1.
Fundamentación
Supóngase un circuito excitado con una fuente senoidal de la forma
v(t) = Vm sen(ωt + θv )
(5.1)
esta fuente, según la igualdad de Euler, también puede escribirse como
h
v(t) = Im Vm ej(ωt+θv )
i
(5.2)
si se trata de una fuente cosenoidal se puede escribir tomando la parte real
de la exponencial anterior
h
v(t) = Vm cos(ωt + θv ) = Re Vm ej(ωt+θv )
i
(5.3)
Es decir que si se alimenta al sistema con una fuente exponencial de forma
v(t) = Vm ej(ωt+θv ) = Vm cos(ωt + θv ) + jVm sen(ωt + θv )
(5.4)
se estará alimentando con dos fuentes sinusoidales, una real y otra imaginaria, las que por teorema de superposición generarán dos respuestas independientes, una real debida a Vm cos(ωt + θv ) y la otra imaginaria debida a
119
120
CAPÍTULO 5. MÉTODO FASORIAL
jVm sen(ωt + θv ). Luego, la respuesta de interés será la parte imaginaria o
la parte real de la respuesta encontrada, según sea la fuente de alimentación
que excite al circuito de tipo senoidal o cosenoidal respectivamente.
Utilizar una fuente exponencial como la (5.4) para excitar un circuito
presenta ciertas ventajas de cálculo que facilitan la obtención de la respuesta
forzada, ya que no se necesita resolver la ODE de equilibrio del sistema. A
continuación veremos algunas definiciones utilizadas frecuentemente para
describir este tipo de señales.
5.1.2.
Fasor y fasor armónico
En ingenierı́a, se llama fasor armónico a la representación compleja de
una señal sinusoidal (como la (5.4)). Este fasor armónico es el producto del
módulo de la señal (Vm ) por un vector fijo (ejθv ) y un vector rotante que
gira a ω radianes por segundo (ejωt ). El vector fijo junto con el módulo se
lo llama simplemente fasor.
Tomando como ejemplo la (5.4) tenemos
Vm ej(ωt+θv ) = V̄m ejωt
|
{z
}
fasor armónico
con
|{z}
(5.5)
fasor
V̄m = Vm ejθv .
(5.6)
El fasor formado por la amplitud Vm y la fase inicial θv de la señal, representa
el fasor armónico en t = 01 .
En la figura 5.1 se puede ver gráficamente un fasor armónico, donde
un incremento de tiempo positivo se representa por convención como una
rotación antihoraria del vector. Para t = 0 el fasor armónico vale V̄m .
5.1.3.
Fasor eficaz
Para simplificar la notación, el fasor habitualmente se escribe en notación
polar2
V̄m = Vm θv .
(5.7)
Debido a que en las aplicaciones eléctricas se utilizan normalmente los
valores eficaces de tensiones y corrientes, se prefiere la utilización del valor
eficaz de la señal sinusoidal en la representación fasorial, es decir se define
un nuevo fasor dado por
Vm
V̄ = √ θv = Vef θv
2
1
(5.8)
En este caso las señales (5.1) o (5.3), según se tome, respectivamente, la parte imaginaria o real del fasor armónico.
2
Aunque para operaciones de suma o resta se prefiere la notación rectangular
121
5.1. CÁLCULO FASORIAL
Im
ωt
ejθv
θv
ωt′ + θv
Re
′
ej(ωt +θv )
Figura 5.1: Fasor armónico en t = 0 y t = t′
o bien
V̄m
V̄ = √ ,
2
(5.9)
que representa la misma señal que el fasor (5.7) pero utiliza su valor eficaz en
lugar de su valor máximo Vm . En adelante se utiliza esta convención para la
representación fasorial, que se la suele llamar fasor eficaz. Luego, suponiendo
que v(t) es una función cosenoidal, la función temporal en términos del fasor
eficaz será
√
v(t) = Vm cos(ωt + θv ) = Re[ 2V̄ejωt ].
(5.10)
5.1.4.
Transformada fasor
Según lo visto anteriormente, una señal sinusoidal puede representarse
por un fasor cuyo módulo es el valor eficaz de la señal y cuyo argumento es
el argumento de la señal en t = 0, la señal
y(t) = A cos(ωt ± η)
(5.11)
A
Ȳ = √ ±η.
2
(5.12)
tiene asociado el fasor
Podemos poner esta asociación en términos de una transformada de forma que
P[A cos(ωt ± η)] = Ȳ,
(5.13)
la transformación (5.13) se conoce con el nombre de transformada fasor.
Esta transformada mapea una función sinusoidal (dominio del tiempo) en un
122
vector complejo (que se dice está en el dominio de la frecuencia compleja jω).
Notar que tanto una señal senoidal como una cosenoidal tiene el mismo fasor
asociado, por lo que la transformada fasor no es única y para poder recuperar
adecuadamente la señal temporal asociada a un fasor debe conocerse la
excitación.
Derivada de un fasor
Consideremos la función cosenoidal anterior y(t) en términos de su fasor
√
(5.14)
y(t) = Re[ 2Ȳejωt ] = Re[Aej(ωt+η) ]
derivando respecto a t tenemos
√
dy(t)
= Re[jωAej(ωt+η) ] = Re[jω 2Ȳejωt ],
dt
(5.15)
es decir que la función derivada tiene asociado el mismo fasor que la función
primitiva multiplicado por jω.
En términos de la transformada fasor tenemos que si P[y(t)] = Ȳ, entonces
P
dy(t)
= jω Ȳ.
dt
(5.16)
Esta propiedad de la transformada fasor hace que una ODE en el dominio
del tiempo se transforme en una ecuación algebraica en el dominio de jω.
El fasor asociado a la función integral se obtiene de forma similar como
se verá mas a delante.
5.2.
Relación tensión-corriente fasorial
Para poder utilizar esta nueva representación compleja de las señales
de excitación en la resolución de circuitos lineales debemos determinar la
relación tensión-corriente fasorial para cada elemento de circuito.
5.2.1.
Resistor
La relación tensión-corriente en un elemento resistivo puro, según Ley
de Ohm es
i(t) =
v(t)
.
R
(5.17)
Si la excitación v(t) es una señal cosenoidal, según lo visto en el párrafo
anterior, esta señal puede ser representada mediante un fasor armónico
h √
i
v(t) = Re V̄ 2ejωt
(5.18)
5.2. RELACIÓN TENSIÓN-CORRIENTE FASORIAL
123
luego
i(t) =
i
h √
Re V̄ 2ejωt
R
"
#
√
V̄ 2ejωt
= Re
R
(5.19)
que también es un fasor armónico, ya que al dividir un complejo por el
escalar R se obtendrá otro complejo con su módulo escalado. Este nuevo
fasor armónico que representa a la corriente i(t) se puede escribir
#
" √
i
h √
V̄ 2ejωt
(5.20)
= Re Ī 2ejωt .
Re
R
Si ahora consideramos una excitación senoidal, las ecuaciones anteriores
serán idénticas sólo que se deberá tomar la parte imaginaria de cada fasor
armónico. En general podemos decir que en un resistor la relación fasorial
tensión-corriente será
√
√
V̄ 2ejωt
(5.21)
= Ī 2ejωt
R
de donde
Ī =
V̄
Vef
=
θv = Ief θi
R
R
(5.22)
y el fasor corriente tiene el módulo del fasor tensión dividido R, Ief = VRef , y
ambos están en fase, θi = θv .
De (5.22) vemos que la relación tensión-corriente fasorial en un resistor
es
V̄
= R,
Ī
(5.23)
en la figura 5.2a se muestra esquemáticamente la relación tensión-corriente
fasorial en un resistor.
Como corolario, a partir de las ecuaciones anteriores podemos definir
una nueva propiedad de la transformada fasor, si se multiplica una función
sinusoidal por un escalar, el fasor asociado también se multiplica por el
mismo escalar
P[Ri(t)] = RĪ.
5.2.2.
(5.24)
Inductor
Para el caso de una carga inductiva pura de valor L
i(t) =
1
L
Z
v(t) dt
(5.25)
124
V̄ Ī
V̄ Ī
R
(a)
jωL
(b)
Figura 5.2: Relación tensión-corriente fasorial en (a) una resistencia y (b) un
inductor.
si la excitación es un fasor armónico entonces la corriente será
1
i(t) =
L
Z
√
V̄ √ jωt
2e
V̄ 2ejωt dt =
jωL
(5.26)
esto es un cociente entre dos complejos, donde el denominador es un imagiV̄
nario puro. Operando sobre el cociente jωL
i(t) =
V̄ √ jωt
Vef j(θv − π ) √ jωt
2
2e =
2e
e
jωL
ωL
(5.27)
vemos que la expresión entre corchetes corresponde a otro fasor, es decir
√
(5.28)
i(t) = Ī 2ejωt
donde
Ī =
Vef
(θv − π2 ) = Ief θi
ωL
(5.29)
ef
con Ief = VωL
y θi = θv − π2 . Notar que al tratarse de un inductor ideal aparece
un atraso de fase de π2 de la corriente respecto de la tensión aplicada.
De (5.27) y (5.28) vemos que la relación tensión-corriente fasorial en un
inductor será
V̄
= jωL,
Ī
(5.30)
en la figura 5.2b se muestra esquemáticamente esta relación tensión-corriente
fasorial.
Observando la relación tensión-corriente del elemento en el dominio del
tiempo (5.25) y en el dominio de la frecuencia compleja (5.30) podemos
establecer la regla de integración de la transformada fasor. La transformada
fasor de la integral de una función sinusoidal se obtiene dividiendo por jω
al fasor de la función
P
Z
v(t) dt =
V̄
.
jω
(5.31)
5.2. RELACIÓN TENSIÓN-CORRIENTE FASORIAL
5.2.3.
125
Capacitor
Finalmente, si se trata de una carga capacitiva pura de valor C tendremos
dv(t)
dt √
√
i(t) = jωC V̄ 2ejωt = Ī 2ejωt
i(t) = C
(5.32)
(5.33)
de donde el fasor corriente será
Ī = jωC V̄ = Ief θi
(5.34)
π
2.
con Ief = ωCVef y θi = θv +
Notar en este caso el adelanto de fase de
π
de
la
corriente
respecto
de
la
tensión
aplicada, tal como se espera de un
2
capacitor ideal.
De (5.33) se obtiene la relación tensión-corriente fasorial en un capacitor
V̄
1
1
= −j
.
=
jωC
ωC
Ī
(5.35)
Ejemplo 5.1: Un inductor de valor L = 20H es atravesado por una corriente
iL (t) = 8 cos(10t)A, determinar la tensión a sus bornes.
La caı́da de tensión que aparece a los bornes de un inductor en el dominio
del tiempo es
diL (t)
dt
luego, aplicando la transformada fasor a ambos miembros tenemos
vL (t) = L
diL (t)
P[vL (t)] = P L
dt
V̄L = L(jω ĪL )
(5.36)
(5.37)
(5.38)
con lo cuál conociendo el fasor ĪL podemos calcular el fasor V̄L . El fasor ĪL
asociado a la función iL (t) es
8
ĪL = Ief θi = √ 0◦
(5.39)
2
entonces
8 ◦
V̄L = 20 j10 √ 0
(5.40)
2
1600
(5.41)
= √ 90◦
2
que es el fasor tensión a bornes del inductor. Sabiendo que la señal de corriente es cosenoidal, se puede obtener la señal de tensión asociada a este
fasor, es decir
vL (t) = 1600 cos(10t + 90◦ )V.
(5.42)
126
5.3.
Resolución de circuitos usando fasores
La aplicación del método fasorial a la resolución de circuitos consiste en
transformar primero la ecuación de equilibrio del circuito al dominio de la
frecuencia aplicando la transformada fasor, luego operar en el dominio de jω
para determinar el fasor respuesta y por último convertir el fasor respuesta
en su correspondiente señal temporal. Veamos su aplicación utilizando el
siguiente ejemplo. La ecuación de equilibrio del circuito de la figura 5.3 es
2Ω
v(t) = 10 cos(3t)
1H
i(t)
Figura 5.3: RL excitado con fuente de tensión senoidal.
v(t) = vR (t) + vL (t) = Ri(t) + L
di(t)
dt
(5.43)
aplicando la transformada fasor a cada término se obtiene la ecuación de
equilibrio en el dominio de la frecuencia
V̄ = V̄R + V̄L = RĪ + jωLĪ.
(5.44)
Como se ve, la ecuación diferencial se convierte en una ecuación algebraica
en términos de los fasores de excitación y respuesta, llamada ecuación de
equilibrio fasorial. De esta ecuación podemos despejar el fasor respuesta Ī
Ī =
V̄
.
(R + jωL)
(5.45)
El cociente de la (5.45) puede resolverse fácilmentepescribiendo numerador
2
2
y denominador en notación polar.
Llamando Z = R + (ωL) al módulo
a su argumento nos queda
del denominador y ϕ = arctan ωL
R
Ī =
Vef θv
= Ief θi
Z ϕ
(5.46)
de donde el módulo del fasor corriente será
y su argumento
Ief = p
R2
Vef
+ (ωL)2
(5.47)
(5.48)
ωL
θi = θv − arctan
R
= θv − ϕ.
5.3. RESOLUCIÓN DE CIRCUITOS USANDO FASORES
127
Nótese que el argumento del fasor corriente θi se forma restando al argumento del fasor tensión el ángulo ϕ, que es el argumento del número
complejo del denominador de (5.46). Este complejo depende de los elementos que conforman el circuito y su argumento ϕ puede tomar valores entre
− π2 < ϕ < π2 3 . Si ϕ > 0 se dice que la corriente atrasa a la tensión, y si
ϕ < 0 se dice que la corriente adelanta a la tensión. Si ϕ = 0 la corriente y
la tensión están en fase, este efecto se conoce con el nombre de resonancia
y es motivo de estudio del capı́tulo 8.
5.3.1.
Circuito equivalente fasorial
Observando la ecuación de equilibrio fasorial (5.44) vemos que la suma
de los fasores que representan la tensión de cada elemento es igual al fasor
de tensión aplicado, y que cada fasor tensión puede ser puesto en términos
del fasor corriente según la relación tensión-corriente correspondiente a cada
elemento, vista en la sección 5.2. Esta ecuación de equilibrio fasorial puede
obtenerse en forma directa si aplicamos la ley de Kirchhoff de las tensiones
a un circuito equivalente cuya excitación sea un fasor y cuyos elementos
presenten fasores a sus bornes como caı́das de tensión, con lo cuál tendremos
V̄ − V̄R − V̄L = 0.
(5.49)
Aún más, si consideramos una corriente fasorial que circule por este circuito equivalente, de acuerdo a las relaciones de tensión-corriente deducidas
para cada elemento, ésta deberá “atravesar” a un resistor equivalente de
valor R para provocar una caı́da de tensión fasorial dada por
V̄R = RĪ
(5.50)
y deberá también atravesar a un inductor equivalente de valor jωL en sus
bornes la tensión fasorial
V̄L = jωLĪ,
(5.51)
reemplazando estas tensiones fasoriales en la (5.49) y despejando el fasor V̄
se obtiene el miembro de la derecha de la (5.44).
En la figura 5.4 se muestra la representación del circuito de la figura 5.3
en el dominio fasorial, este circuito se llama circuito equivalente fasorial, y
permite obtener en forma directa la ecuación de equilibrio fasorial dada por
(5.44).
Siguiendo con el ejemplo, el fasor de tensión del circuito de la figura 5.3
es
10
V̄ = √ 0◦
(5.52)
2
3
Ya que su parte real viene dada por el valor R del resistor que es siempre mayor a
cero.
128
2
V̄ =
10
√
2
Ī
j3
Figura 5.4: Circuito equivalente fasorial.
el módulo Z y la fase ϕ del denominador (5.46) valen
ϕ = arctan
3
2
p
22 + 32 = 3,6056
(5.53)
= 0,98279rad = 56,31◦
(5.54)
Z=
entonces el fasor corriente será
Ī =
10
√ −56,31◦ = 1,9611 −56,31◦
3,6056 2
(5.55)
Finalmente a partir del fasor Ī se obtiene la respuesta de corriente en el
tiempo
√
i(t) = Re[Ī 2ejωt ] =
10
cos(ωt − 56,31◦ )A,
3,6056
(5.56)
donde puede verse que la corriente atrasa a la tensión aplicada, ya que se
trata de un circuito resistivo-inductivo. Notar en (5.56) que se utiliza la
parte real del resultado fasorial para obtener la respuesta en el dominio del
tiempo, esto se debe a que la excitación es una fuente cosenoidal.
5.4.
Impedancia y admitancia compleja
La relación fasorial entre tensión y corriente es un número complejo,
puesto que V̄ e Ī son complejos,
V̄
= Z.
Ī
(5.57)
La ecuación (5.57) se conoce con el nombre de Ley de Ohm Fasorial y el
cociente se denomina impedancia compleja o simplemente impedancia, la
unidad de medida es el ohm [Ω] y se la representa con la letra Z.
La relación tensión-corriente en un elemento resistivo puro es un número
real e igual al valor resistivo R, como se vio en (5.23). Este cociente es la
impedancia de un resistor, que usualmente se la llama también resistencia
por tratarse del mismo valor numérico que en el dominio del tiempo. Si el
cociente de dos complejos, o dos fasores, es un número real, significa que los
129
5.4. IMPEDANCIA Y ADMITANCIA COMPLEJA
fasores están en fase (θi = θv ), tal como se espera que ocurra en los fasores
de tensión y corriente en un resistor.
En el caso de un inductor la impedancia será un número imaginario
puro (ec. 5.30). Este cociente siempre positivo (ya que ni ω ni L pueden
ser negativos) se denota como jXL . Si el cociente entre el fasor tensión y el
fasor corriente da un número imaginario mayor a 0, significa que entre ellos
hay un desfasaje de π2 , es decir que la corriente atrasa 90◦ a la tensión en el
inductor (θi = θv − π2 ).
Para un capacitor será también un imaginario puro pero menor a 0 (ec.
5.35). A esta impedancia se la representa con −jXC . El desfasaje entre el
fasor tensión y el fasor corriente es de − π2 lo que significa que la corriente
adelanta a la tensión en 90◦ (θi = θv + π2 ).
En un circuito con varios elementos combinados, la impedancia será en
general un número complejo
p
V̄
= Z = R ± jX = R2 + X 2 ± arctan X
R .
Ī
(5.58)
A la parte real de la impedancia se la llama parte resistiva y a la parte
imaginaria parte reactiva. La parte imaginaria puede ser positiva o negativa,
si es mayor a 0 se llama reactancia inductiva y se dice que la impedancia es
de carácter inductivo (o simplemente impedancia inductiva), si es menor a
0 se llama reactancia capacitiva y se dice que la impedancia es de carácter
capacitivo (impedancia capacitiva). Gráficamente se la representa en un diagrama de impedancias sobre un plano complejo, en el cual se marcan las
componentes resistivas y reactivas. En la figura 5.5 se representan un par de
ejemplos de diagrama de impedancias.
Im
jωL
Im
Z1
Z1
ϕ1
R
R
ϕ2
Re
1
−j ωC
Impedancia inductiva
Z2
Re
Z2
Impedancia capacitiva
Figura 5.5: Diagrama de impedancias.
Volviendo sobre la definición de impedancia, si V̄ = V θv e Ī = I θi ,
entonces
Z=
V
θv − θi = Z ϕ
I
(5.59)
y dado que el argumento de la impedancia ϕ está dado por la relación entre
la parte real e imaginaria de Z, (5.58), el desfasaje entre el fasor tensión y el
fasor corriente (θv −θi = ϕ) viene dado por la relación entre la parte reactiva
130
y la parte resistiva de la impedancia del circuito. Este ángulo está definido
entre − π2 ≤ ϕ ≤ π2 , según el circuito sea capacitivo puro o inductivo puro
en los extremos, pasando por resistivo puro cuando ϕ = 0.
La inversa de la impedancia se define como admitancia compleja. Su
sı́mbolo es Y, se mide en Siemens [S] o Mhos [✵]
1
1
=
(5.60)
−ϕ.
Z
Z
Las partes real e imaginaria de este complejo se las representa con las letras
G y B respectivamente, donde G se llama conductancia y B susceptancia
Y=
Y = G ± jB.
(5.61)
La susceptancia, al igual que la reactancia, puede ser positiva o negativa. Si
es positiva se trata de una susceptancia capacitiva, y si es negativa se trata
de una susceptancia inductiva.
En términos de tensión y corriente fasorial, por ser la inversa de la impedancia, la admitancia se define como el cociente fasorial entre la corriente
y tensión, de donde
Ī = V̄Y.
(5.62)
Para el caso de sistemas alimentados con fasores de tensión constante4 la
admitancia es directamente proporcional a la corriente fasorial. Por lo tanto
conociendo la admitancia de un circuito, o la variación de la admitancia
de un circuito cuando en este varia algún parámetro, como por ejemplo
la frecuencia ω, se conoce también la variación de la corriente. Esto será
utilizado más adelante para análisis de variación de corriente en circuitos
alimentados con un fasor de tensión constante.
5.4.1.
Conversión impedancia-admitancia
Dada la relación que existe entre impedancia y admitancia, pasar de
una a otra consiste simplemente en hacer la inversa del módulo y tomar
el argumento opuesto (5.60). La misma conversión realizada en forma rectangular permite expresar una impedancia en términos de conductancia y
susceptancia y una admitancia en términos de resistencia y reactancia. Por
ejemplo
Z = R + jX
1
R − jX
1
Y=
=
(R + jX)
(R + jX) R − jX
R
R − jX
X
=
−j
Y= 2
R + X2
R2 + X 2
R2 + X 2
Y = G + jB
(5.63)
(5.64)
(5.65)
(5.66)
4
Es decir, sistemas alimentados con fuentes no variables de tensión, como es el caso de
la distribución eléctrica domiciliaria.
131
donde
R
G=
2
R + X2
X
.
B=−
R2 + X 2
5.4.2.
(5.67)
(5.68)
Asociación de impedancias
Al aplicar la transformada fasor a la ODE de equilibrio de cualquier circuito, ésta se transforma en una ecuación algebraica, al igual que las ecuaciones de equilibrio que resultan de un circuito resistivo puro en el dominio
del tiempo. Por lo tanto la asociación de impedancias en serie o en paralelo
sigue las reglas de asociación de resistencias en el dominio del tiempo.
Por ejemplo en el circuito RL serie resuelto antes, si dividimos (5.44)
por el fasor corriente Ī obtenemos
Z=
V̄
V̄R
V̄L
=
+
= R + jωL
Ī
Ī
Ī
(5.69)
donde se ve que la impedancia total equivalente, definida como el cociente entre el fasor tensión aplicada y el fasor corriente total del circuito, se
puede formar sumando las dos impedancias que conforman el circuito serie,
quedando
Z = R + jωL.
(5.70)
Una impedancia genérica como la anterior se la representa en un circuito
esquemático con un rectángulo, como se muestra en la figura 5.6b. Según su
definición, la impedancia total equivalente es tal que si se reemplaza con ella
todo el circuito, el fasor corriente total no cambia. Siguiendo con el ejemplo,
el valor de esta será Z = 2+j3. En la figura 5.6 se muestra esquemáticamente
esta equivalencia.
2
V̄ =
10
√
2
Ī
(a)
j3
V̄ =
10
√
2
Ī
2 + j3
(b)
Figura 5.6: Impedancia total equivalente, (a) circuito RL original y (b) circuito
con la impedancia equivalente Z = R + jωL.
Ejemplo 5.2: Determinar la impedancia total equivalente a bornes de la fuente de excitación del circuito de la figura 5.7, luego encontrar el fasor corriente
total.
132
10Ω
400 20◦ V
Ī
j40Ω
−j25Ω
100Ω
Figura 5.7: Impedancia total equivalente.
Para determinar la impedancia equivalente total a bornes de la fuente se
deben asociar las impedancias de cada rama en paralelo para luego sumarlas
a todas en serie. La impedancia Zp de las ramas en paralelo es
Zp =
1
100
1
= 5,88 − j23,53 = 24,25 −75,96◦ Ω
1
+ −j25
(5.71)
luego la impedancia total ZT
ZT = 10 + j40 + (5,88 − j23,52) = 15,88 + j16,47Ω.
(5.72)
La corriente total viene dada por
V̄
400 20◦
=
=
ZT
15,88 + j16,47
= 15,7 − j7,67 = 17,48 −26,04◦ A.
Ī =
5.4.3.
(5.73)
(5.74)
Diagrama fasorial
Se llama diagrama fasorial a la representación de los fasores de tensión
y/o corrientes de un circuito en un plano complejo. Un diagrama fasorial
puede ser de tensiones, de corrientes o de tensiones y corrientes (utilizando
diferentes escalas). Este último suele ser el más usado, ya que permite visualizar fácilmente la relación de fase entre tensión y corriente de un circuito,
rama o elemento.
Se dice que un diagrama fasorial de tensiones y corrientes es completo
cuando se representan en el los fasores de tensión y corriente de todos los
elementos que conforman el circuito. Ası́ por ejemplo en el circuito de la
figura 5.3 los fasores de tensión de cada elemento son V̄, V̄R y V̄L , mientras
que por ser un circuito serie todos los elementos comparten un único fasor
de corriente Ī.
Para poder construir el diagrama fasorial completo del ejemplo es necesario calcular los fasores de tensión V̄R y V̄L , esto es
V̄R = RĪ = 3,92 −56,31◦ V
V̄L = jωLĪ = (j3)1,96
−56,31◦
(5.75)
= 5,88
33,69◦ V.
(5.76)
133
Luego se toma un punto de referencia en el circuito que se hace coincidir con
el origen del plano complejo, generalmente se toma el borne negativo de la
fuente de excitación. A partir del origen del plano complejo se grafica el fasor
correspondiente a la fuente por un lado, y la suma (en forma de vectores
concatenados) de los fasores que representan las caı́das de cada elemento
por otro, como se muestra en la figura 5.8. Esta representación permite
comprobar fácilmente que la suma de fasores caı́das a lo largo de la malla
considerada es igual al fasor tensión aplicada. Luego, en el mismo plano
complejo se grafica el fasor corriente, si bien su módulo está representado
en una escala diferente, su fase puede ser contrastada en forma directa con
el resto de los fasores de tensión.
En la figura 5.8 se grafica el diagrama fasorial completo de este ejemplo.
Como puede verse, la corriente resultante está atrasada respecto de la tensión
aplicada, debido al carácter inductivo de la carga. Además la suma del fasor
tensión en el inductor (que está adelantado 90◦ respecto del fasor corriente)
más el fasor tensión en la resistencia (que está en fase con el fasor corriente)
es igual al fasor tensión aplicada.
Im
V̄L
−56,31◦
33,69◦
V̄R
◦
−56,31
Re
V̄
Ī
Figura 5.8: Diagrama fasorial de tensiones y corriente del circuito de la figura
5.3. Los fasores caı́das se dibujan concatenados (V̄L + V̄R ) para evidenciar que su
sumatoria es igual al fasor excitación.
Ejemplo 5.3: Construir el diagrama fasorial de tensiones y corrientes correspondiente al circuito del ejemplo 5.2.
Para construir el diagrama fasorial correspondientes a las tensiones debemos determinar los fasores tensión de cada elemento. Eligiendo las refe-
400 20◦ V
10Ω
j40Ω
V̄10
V̄j40
Ī
−j25Ω
V̄p
ĪC
ĪR
100Ω
Figura 5.9: Diagrama fasorial de tensiones y corrientes.
134
rencias como se muestra en la figura 5.9, y considerando a las ramas en
paralelo como una impedancia de valor Zp tenemos
V̄10 = 10 · Ī = 10 · (17,48 −26,04◦ ) = 174,8 −26,04◦
V̄j40 = j40 · (17,48 −26,04◦ ) = 699,28 63,96◦
V̄p = 24,25
−75,96◦
· 17,48
−26,04◦
= 424
−102,01◦ .
(5.77)
(5.78)
(5.79)
Luego, los fasores corrientes por cada rama serán
V̄p
424 −102,01◦
=
= 4,24 −102,01◦
100
100
V̄p
424 −102,01◦
ĪC =
= 16,96 −12◦ .
=
−j25
25 −90◦
ĪR =
(5.80)
(5.81)
En la figura 5.10 se muestra el diagrama fasorial completo. Notar que,
tanto la suma de fasores tensión como la de fasores corriente, es igual a
cero, lo que se corresponde con la ley de Kirchhoff de las tensiones y la ley de
Kirchhoff de las corrientes en el dominio del tiempo. En el diagrama también
puede observarse que el fasor corriente ĪR (corriente por la rama resistiva
pura) se encuentra en fase con el fasor tensión V̄p , mientras que el fasor
ĪC (corriente por la rama capacitiva pura) se encuentra a 90◦ en adelanto
respecto del mismo fasor tensión. Por último, notar que la diferencia de fase
Im
V̄j40
V̄10
V̄
◦
20
ĪR
−26,04◦
Re
Ī
ĪC
V̄p
Figura 5.10: Diagrama fasorial de tensiones y corriente del circuito de la figura
5.10.
entre los fasores tensión aplicada y corriente total es igual al argumento de
la impedancia equivalente calculada en el ejemplo 5.2, ϕ = 46,04◦ , ya que
.
por definición ZT = V̄
Ī
135
5.5. POTENCIA
5.5.
Potencia
Un circuito en régimen permanente sinusoidal, constituido por resistencias, inductores y capacitores recibe energı́a del generador. En cada ciclo,
parte de esta energı́a es transformada en trabajo y otra parte es devuelta al
generador. La proporción entre la energı́a que es convertida en trabajo (o disipada) y la energı́a que se devuelve a la fuente en cada ciclo depende de los
elementos que componen el circuito, y de su configuración. Para determinar
y definir estas energı́as presentes en el régimen permanente sinusoidal analicemos la potencia instantánea asociada a un circuito genérico utilizando el
método fasorial.
5.5.1.
Potencia instantánea
Una señal senoidal v(t) = Vm sen(ωt)V, que excita un circuito genérico de
impedancia equivalente Z = R + jX = Z ϕ, produce una corriente eléctrica
de forma5
i(t) = Im sen(ωt − ϕ)A.
(5.82)
La potencia instantánea producida por esta fuente se obtiene haciendo el
producto entre la tensión y la corriente, es decir
p(t) = [Vm sen(ωt)] [Im sen(ωt − ϕ)] W.
(5.83)
Luego, utilizando la igualdad trigonométrica
sen α sen β =
1
1
cos(α − β) − cos(α + β)
2
2
(5.84)
se puede expresar la potencia anterior como suma de cosenos, quedando
p(t) =
Vm Im
Vm Im
cos(ϕ) −
cos(2ωt − ϕ)
2
2
(5.85)
Im
donde α = ωt y β = ωt − ϕ. Además, como V√m2 = V e √
= I, la (5.85) se
2
puede poner en términos de los valores eficaces, quedando
p(t) = V I cos(ϕ) − V I cos(2ωt − ϕ).
(5.86)
La (5.86) describe la potencia instantánea de un circuito genérico en régimen permanente sinusoidal, que como se ve consta de un término constante
5
V
Z
Esta corriente se encuentra fácilmente aplicando el método fasorial: Ī =
θv − ϕ = I θv − ϕ, luego i(t) = Im sen(ωt − ϕ)A.
V̄
Z
=
136
y otro dependiente de t. El valor del término constante V I cos(ϕ) depende
del ángulo ϕ de la impedancia, es decir del carácter inductivo o capacitivo
del circuito. Cuando ϕ = 0 el término V I cos(ϕ) tomará su valor máximo,
y será nulo para ϕ = ±90◦ . A continuación se analizan los diferentes casos
según la naturaleza del circuito.
Circuito resistivo puro
Si el circuito es de tipo resistivo puro la impedancia total del circuito es
Z = R y ϕ = 0, entonces la potencia instantánea (5.86) será
p(t) = V I − V I cos(2ωt).
(5.87)
El valor medio de esta potencia, llamado potencia media, es P = V I. En
la figura 5.11 puede verse graficada esta potencia. Como se ve, la potencia
instantánea en un circuito resistivo puro es siempre positiva. Recordando
que la potencia representa la variación de energı́a en el tiempo, una potencia
siempre positiva corresponde a una función de energı́a siempre creciente. Es
decir que la energı́a entregada a un resistor puro aumenta permanentemente,
ya que este la disipa o transforma completamente en trabajo.
p(t)
vR (t)
iR (t)
t
VI
t
t
Figura 5.11: Potencia instantánea en un circuito resistivo puro.
Circuito inductivo puro
Si el circuito es inductivo puro entonces la impedancia total del circuito
será de forma Z = jωL y ϕ = 90◦ . En este caso la potencia instantánea se
hace
p(t) = −V I cos(2ωt − 90◦ ) = −V I sen(2ωt).
(5.88)
En la figura 5.12 se grafica la potencia instantánea sobre un circuito inductivo puro. Como se ve en este caso el valor medio de la señal es nulo, es
decir la potencia media es nula. Por otro lado la potencia instantánea toma
valores positivos y negativos, esto representa el intercambio energético que
137
5.5. POTENCIA
se produce entre el elemento inductivo y el generador. Cuando la tensión
v(t) y corriente i(t) tienen igual signo, la potencia es positiva lo que significa que la energı́a en el inductor está creciendo (está recibiendo energı́a del
generador). Cuando tensión y corriente tienen distinto signo, la potencia es
negativa y la energı́a en el inductor está disminuyendo (está siendo devuelta
desde la carga al generador). Evidentemente las cantidades de energı́a recibidas y devueltas por la carga inductiva son iguales debido a que se trata
de un elemento idealizado y no hay disipación alguna.
vL (t)
iL (t)
t
p(t)
t
t
Figura 5.12: Potencia instantánea en un circuito inductivo puro.
Circuito capacitivo puro
Para el caso de un circuito capacitivo puro el ángulo de fase es ϕ = −90◦
y la potencia instantánea será
p(t) = −V I cos(2ωt + 90◦ ) = V I sen(2ωt).
(5.89)
Al igual que el caso anterior la potencia instantánea tiene valor medio nulo
lo que muestra un intercambio completo de energı́a entre el generador y el
elemento, sin producirse disipación.
vC (t)
iC (t)
t
p(t)
t
Figura 5.13: Potencia instantánea en un circuito capacitivo puro.
t
138
5.5.2.
Potencia activa, reactiva y aparente
La potencia instantánea dada por (5.83) puede reescribirse utilizando la
igualdad sen(ωt − ϕ) = sen(ωt) cos(ϕ) − cos(ωt) sen(ϕ)
p(t) = Vm sen(ωt) [Im sen(ωt) cos(ϕ) − Im cos(ωt) sen(ϕ)]
(5.90)
p(t) = [Vm sen(ωt)Im sen(ωt)] cos(ϕ) − [Vm sen(ωt)Im cos(ωt)] sen(ϕ),
(5.91)
luego
p(t) = [2 sen(ωt) sen(ωt)] V I cos(ϕ) − [2 sen(ωt) cos(ωt)] V I sen(ϕ). (5.92)
Esta forma de escribir p(t) evidencia que la potencia instantánea está formada por un término proporcional a la componente resistiva del circuito
(cos(ϕ)) y otro proporcional a la componente reactiva del circuito (sen(ϕ)).
Ambos términos fluctúan a una frecuencia de 2ω, pero difieren en fase y en
valor medio.
El primer término de (5.92), proporcional al cos(ϕ), describe las variaciones instantáneas de la energı́a que está siendo disipada en el resistor (o
los resistores), por lo que es siempre positivo. Su valor medio vale V I cos(ϕ),
que es el valor medio de p(t) (ya que el valor medio del segundo término es
nulo). Este valor medio se llama potencia activa 6 y se la representa con la
letra P , su unidad de medida es el vatio [W].
P = V I cos(ϕ).
(5.93)
La energı́a WP disipada en un ciclo se puede obtener integrando este
término en un perı́odo
WP =
Z
T
0
Vm sen(ωt)Im sen(ωt) cos(ϕ) dt,
(5.94)
que en términos de la potencia activa P es
"
1
WP =
T
Z
0
WP = P · T.
T
#
Vm sen(ωt)Im sen(ωt) cos(ϕ) dt T
(5.95)
(5.96)
El segundo término de (5.92) es la potencia instantánea asociada a los
componentes reactivos del circuito, es decir, la variación de energı́a por unidad de tiempo que se utiliza para generar los campos eléctricos y magnéticos
dentro del circuito. Este término toma valores positivos y negativos, lo que
indica que la energı́a fluye en ambos sentidos (hacia la carga y hacia la fuente). Su valor medio es cero, ya que la energı́a entregada por la fuente en un
6
Notar que esta potencia es la potencia media definida como valor medio de (5.87),
donde se considera el caso particular de un circuito resistivo puro, por lo que cos(ϕ) = 1.
139
5.5. POTENCIA
semiciclo es devuelta completamente en el semiciclo siguiente. La energı́a
WQ bruto que se intercambia en un ciclo (entregada y devuelta) se obtiene
integrando el módulo de este término a lo largo de un perı́odo,
WQ =
Z
T
|Vm sen(ωt)Im cos(ωt) sen(ϕ)| dt.
0
(5.97)
Esta integral es igual al valor medio de módulo del segundo término de
(5.92), multiplicado por el perı́odo T ,
"
1
WQ =
T
Z
0
#
T
|Vm sen(ωt)Im cos(ωt) sen(ϕ)| dt T.
(5.98)
El valor medio de módulo es igual a V I sen(ϕ), y se conoce como potencia
reactiva. Se la representa con la letra Q y su unidad de medida es el VoltAmper Reactivo [VAR].
Q = V I sen(ϕ).
(5.99)
WQ = Q · T.
(5.100)
Llevando Q a (5.98)
La energı́a total WS (intercambiada con la fuente y disipada) por cada
ciclo se obtiene sumando los aportes de cada una de las anteriores, teniendo
que cuenta que la transferencia de energı́a para ser disipada y la energı́a
para formar los campos eléctricos y magnéticos se realiza en cuadratura7 , es
decir
WS2 = WP2 + WQ2
WS =
q
P 2 + Q2 · T = S · T,
(5.101)
(5.102)
donde S se llama potencia aparente y su unidad de medida es el Volt-Amper
[VA]
S=
q
P 2 + Q2 = V I.
(5.103)
Ejemplo 5.4: Calcular las potencias activa, reactiva y aparente del circuito
de la figura 5.14, luego determinar las energı́as disipada y almacenada por
ciclo y la energı́a total.
7
Observar en la (5.92) que el término asociado a la energı́a disipada oscila como sen(ωt) sen(ωt) y el término asociado a la energı́a intercambiada oscila como
sen(ωt) cos(ωt).
140
2Ω
i(t)
v(t) = 10 cos(2000t)
1Ω
100uF
1mH
Figura 5.14: Potencia y energı́a en régimen permanente sinusoidal.
Para determinar la corriente instantánea i(t) podemos emplear el método
fasorial, calculando primero la Z equivalente. Con ω = 2000, las reactancias
inductiva y capacitiva serán j2 y −j5 respectivamente, luego
Z = 2 + (1 + j2)//(−j5) = 4,5 + j2,5Ω
Z = 5,15
(5.104)
29,05◦ Ω
(5.105)
con lo que
i(t) =
10
cos(2000t − 29,05◦ ) = 1,94 cos(2000t − 29,05◦ )A,
5,15
(5.106)
y la potencia instantánea será
p(t) = 19,4 sen2 (2000t) cos(29,05◦ )−
− 19,4 sen(2000t) cos(2000t) sen(29,05◦ )W.
(5.107)
La potencia activa P se obtiene tomando el valor medio de p(t), o bien
haciendo el producto de los valores eficaces de tensión y corriente por el
coseno del argumento de la impedancia total equivalente, ϕ = 29,05◦
10 1,94
P = √ √ cos(29,05◦ ) = 8,48W.
2 2
(5.108)
La potencia reactiva Q se obtiene tomando el valor medio de módulo del
segundo término de p(t), o bien mediante el producto de los valores eficaces
de tensión y corriente por el seno de ϕ
10 1,94
Q = √ √ sen(29,05◦ ) = 4,7VAR.
2 2
(5.109)
La potencia aparente se obtiene haciendo la suma en cuadratura de P y Q,
o bien haciendo el producto de los valores eficaces de tensión y corriente
S=
q
10 1,94
P 2 + Q2 = √ √ = 9,7VA.
2 2
Con estos valores de potencias y el perı́odo de la señal T =
las energı́as disipada, almacenada y total por ciclo serán
WP = 26,64mJ;
WQ = 14,8mJ;
WS = 30,47mJ.
(5.110)
2π
ω
= 3,14ms,
(5.111)
141
5.5. POTENCIA
5.5.3.
Cálculo de potencia en el dominio fasorial
En el cálculo fasorial, la potencia activa, reactiva o aparente asociada a
cada elemento de un circuito puede ser calculada en forma directa mediante
los fasores que representan las tensiones y corrientes en los elementos. A continuación deduciremos el cálculo de cada una de estas potencias utilizando
el método fasorial.
Potencia activa
Un circuito de impedancia equivalente Z = R ± jX = Z ±ϕ, excitado
con un fasor tensión V̄ = V 0◦ , desarrolla una corriente igual a Ī = I ∓ϕ.
La potencia activa total en este circuito (que como se vio es V I cos ϕ8 ) puede
ponerse en término de estos fasores como el producto de sus módulos por el
coseno del ángulo entre ellos, es decir
P = |V̄||Ī| cos ϕ = V I cos ϕ.
(5.112)
El fasor tensión a su vez puede escribirse como V̄ = ZĪ, con lo que su
módulo será |V̄| = |Z||Ī|. Reemplazando
P = |Z||Ī||Ī| cos ϕ = I 2 Z cos ϕ
(5.113)
pero Z cos ϕ = R, con lo que
P = I 2 R.
(5.114)
Por otro lado, el fasor tensión a bornes del elemento resistivo R es V̄R = RĪ,
con lo que su módulo será |V̄R | = R|Ī| = VR , quedando
P = |V̄R ||Ī| = VR I.
(5.115)
Es decir que la potencia activa total de un circuito puede calcularse también
a partir de los fasores tensión y corriente asociados al elemento resistivo
haciendo simplemente el producto de sus módulos, ya que el ángulo que los
separa es cero y por ende su cos ϕ = 1.
Finalmente, poniendo a |Ī| en términos de la tensión se llega a
P = |V̄R ||Ī| = |V̄R |
P =
|V̄R |
R
(5.116)
(VR )2
,
R
(5.117)
que es otra forma de cálculo de la potencia activa.
8
Notar que se omite en la ecuación el signo del ángulo ϕ ya que, para
cos(ϕ) = cos(−ϕ).
−π
2
<ϕ<
π
,
2
142
Potencia reactiva
Procediendo igual que antes, podemos escribir la potencia reactiva en
términos de los fasores tensión y corriente total como el producto de sus
módulos por el seno el ángulo que los separa
Q = |V̄||Ī| sen ϕ = V I sen ϕ.
(5.118)
Cabe aclarar que para el cálculo de la potencia reactiva se debe utilizar el
valor absoluto del ángulo ϕ, ya que para ϕ < 0, sen(ϕ) < 0, con lo que
Q < 0, pero la potencia reactiva Q definida como en (5.98) es estrictamente
positiva. Por lo tanto para especificar si la potencia reactiva Q corresponde a
un circuito de carácter inductivo o capacitivo se debe explicitar su naturaleza
de atraso o adelanto, respectivamente.
Reemplazando el módulo del fasor tensión por |Z||Ī| tenemos
Q = |Z||Ī||Ī| sen ϕ = I 2 Z sen ϕ
2
Q=I X
(5.119)
(5.120)
ya que Z sen ϕ = X.
El fasor tensión a bornes del elemento reactivo es V̄X = ±jX Ī, luego su
módulo será |V̄X | = X|Ī|. Reemplazando en (5.120) queda
Q = |V̄X ||Ī| = VX I.
(5.121)
Es decir que la potencia reactiva total de un circuito puede calcularse también a partir de los fasores tensión y corriente asociados al elemento reactivo,
haciendo el producto de sus módulos, ya que el ángulo que los separa es π/2,
y por ende su sen ϕ = 1.
Finalmente, poniendo el módulo de la corriente en términos del módulo
de la tensión VX se tiene
Q = |V̄X ||Ī| = |V̄X |
Q=
|V̄X |
X
(VX )2
.
X
(5.122)
(5.123)
Potencia aparente
Por último, la potencia aparente total en el circuito de impedancia equivalente Z se obtiene haciendo el producto de los módulos de los fasores
tensión y corriente total
S = |V̄||Ī| = V I.
(5.124)
143
5.5. POTENCIA
5.5.4.
Triángulo de potencias
Las potencias activas, reactivas y aparente están vinculadas entre sı́, de
forma que si sumamos las potencias activas y reactivas al cuadrado
P 2 + Q2 = (V I cos ϕ)2 + (V I sen ϕ)2 = (V I)2
(5.125)
obtenemos la potencia aparente al cuadrado,
S 2 = P 2 + Q2
(5.126)
es por esta relación que se utiliza un triángulo rectángulo para representarlas,
lo que se conoce como triángulo de las potencias.
La construcción del triángulo se puede desprender del diagrama fasorial
de tensión y corriente del circuito en cuestión. Considerando la tensión total
con fase cero y la descomposición de la corriente en sus partes activas y
reactivas, es decir, V̄ = V 0 e Ī = I ϕ, la potencia P será el producto de
V por la proyección de Ī sobre V̄ (V I cos ϕ) y la potencia Q el producto V
por la proyección de Ī sobre la perpendicular a V̄ (V I sen ϕ).
De esta forma la orientación de la potencia reactiva Q en el triángulo
determina el carácter inductivo o capacitivo del circuito, ya que una potencia
reactiva dibujada hacia los negativos del eje de ordenadas se obtiene de un
diagrama fasorial en el que la corriente atrasa a la tensión, y viceversa.
5.5.5.
Potencia compleja S
La potencia compleja es un operador que permite encontrar en forma
directa las potencias activas, reactivas y aparente de un circuito conociendo
el fasor tensión y corriente total. Sea V̄T el fasor de la tensión aplicada total
y sea ĪT el fasor de la corriente total, entonces la potencia compleja S se
calcula como
S = V̄T Ī∗T
(5.127)
con Ī∗T el conjugado del fasor corriente.
Desarrollando (5.127) tenemos
S = VT θV IT −θI
VT
S = VT θ V
−(θV − ϕ)
ZT
S = VT IT ϕ = VT IT cos ϕ + jVT IT sen ϕ = P + jQ.
(5.128)
(5.129)
(5.130)
La potencia compleja es entonces un numero complejo cuya parte real es
igual a la potencia activa P , su parte imaginaria es igual a la potencia
reactiva Q, y su módulo es igual a la potencia aparente S
|S| =
q
P 2 + Q2 = S.
(5.131)
144
Ejemplo 5.5: Una carga inductiva Z = 18 + j50 se conecta a la lı́nea de
distribución monofásica de 220V , la cuál se conoce que tiene asociada una
pérdida por transporte equivalente a Rt = 2Ω. Determinar la corriente total
y la potencia aparente absorbida por la carga, y la potencia disipada por el
transporte. Calcular luego la potencia total erogada por el generador.
La figura 5.15 muestra esquemáticamente el problema. La tensión del ge2Ω
220V
Ī
18 + j50Ω
Figura 5.15: Potencia absorbida por la carga y entregada por el generador.
nerador puede representarse por el fasor V̄ = 220 0◦ , con lo que la corriente
total será
Ī =
V̄
= 4,08 −68,2◦ .
Rt + Z
(5.132)
La potencia aparente SZ absorbida por la carga Z será
SZ = I 2 |Z| = 886,91VA,
(5.133)
y la potencia Pt disipada por las pérdidas en el transporte será
Pt = I 2 Rt = 33,38W.
(5.134)
Para calcular la potencia total erogada por el generador se debe sumar
la potencia activa absorbida por la carga mas la potencia disipada por el
transporte. Teniendo en cuenta que la potencia disipada por la carga es
PZ = SZ cos(ϕ) = 300,41W
(5.135)
QZ = SZ sen(ϕ) = 834,48VAR
(5.136)
y la potencia reactiva
en retraso, la potencia total erogada por el generador será
ST =
q
(Pt + PZ )2 + (QZ )2 = 898,77VA.
(5.137)
145
5.5. POTENCIA
Otra forma de calcular las mismas potencias es a partir de la potencia
compleja,
S = V̄Ī∗ = 220 · 3,71 68,2◦
S = 333,79 + j834,48
(5.138)
(5.139)
(5.140)
donde
PT = Re{S} = 333,79W
(5.141)
QT = Im{S} = 834,48VAR
(5.142)
ST = |S| = 898,76VA.
(5.143)
En la figura 5.16 se grafica el triángulo de potencias destacando las potencia aparente absorbida por la carga y la total.
PZ
PT = PZ + Pt
◦
−68,2
QZ = QT
ST
SZ
Figura 5.16: Triángulo de potencias del ejemplo 5.5.
5.5.6.
Factor de potencia
Como vimos en las secciones anteriores, la energı́a presente en un sistema
de corriente alterna en régimen permanente está compuesta por una parte
que realiza un trabajo (energı́a disipada) y por otra parte que se almacena
en los elementos reactivos y se intercambia con la fuente. La relación que
existe entre la energı́a aprovechada (la que es capaz de realizar un trabajo)
y la energı́a total disponible se conoce como factor de potencia, fp. Estas
146
energı́as se relacionan directamente con la potencia activa P (5.96) y la
potencia aparente S (5.102), entonces el fp se define como
fp =
P
WP
= .
WS
S
(5.144)
Luego, como P = V I cos ϕ y S = V I, fp = cos ϕ.
Por su definición, el factor de potencia es el rendimiento del sistema, y
como tal, es un número adimensional comprendido entre 0 y 1. Es decir,
indica que parte de la energı́a disponible es transformada en trabajo
P = S cos ϕ.
(5.145)
Cuando el factor de potencia es igual a 0, la energı́a que fluye es enteramente
reactiva y la energı́a almacenada en las cargas retorna a la fuente en cada
ciclo. Cuando el factor de potencia es igual a 1, toda la energı́a suministrada
por la fuente es consumida por la carga. La potencia aparente necesaria para
disipar una determinada cantidad de potencia activa dependerá del factor de
potencia del circuito. Por ejemplo, para conseguir 1kW de potencia activa si
el factor de potencia es la unidad, necesitaremos transferir 1kVA de potencia
aparente (1kVA = 1kW · 1). Con valores bajos del factor de potencia, necesitaremos transferir más potencia aparente para conseguir la misma potencia
activa. Ası́ para conseguir 1kW de potencia activa con un factor de potencia
igual a 0,2 necesitamos transferir 5kVA de potencia aparente.
Los factores de potencia, al igual que las potencias reactivas, son expresados normalmente como en adelanto o en retraso, para indicar si se trata
de un circuito de carácter capacitivo o inductivo, respectivamente.
5.5.7.
Corrección del factor de potencia
La energı́a transportada que no se consume produce pérdidas, sobrecarga
los transformadores y por lo tanto disminuye la eficiencia del sistema eléctrico en general. Si el factor de potencia es alto estas pérdidas serán pequeñas,
aumentando el rendimiento del sistema. A veces se hace necesario corregir
el factor de potencia para aumentar el rendimiento del sistema, sobre todo
en sistemas de grandes potencias instaladas como las industrias.
La corrección del factor de potencia se logra conectando al sistema cargas reactivas (generalmente en paralelo para no modificar la tensión aplicada) de naturaleza contraria a la que el sistema tiene. Es decir en un sistema
resistivo-inductivo se conectarán cargas capacitivas y viceversa. Normalmente se trata de sistemas resistivo-inductivos los que se necesita compensar,
debido al uso de motores en la industria.
El cálculo de la potencia reactiva necesaria para efectuar la corrección
se realiza en base al factor de potencia deseado. Supongamos se desea llevar
147
5.6. SEÑALES POLIARMÓNICAS
el factor de potencia actual fp0 a un factor de potencia final fpf
fp0 = cos ϕ0
y
fpf = cos ϕf
(5.146)
(5.147)
ambos en atraso, sin que varı́e la potencia activa P . Para compensar un sistema en atraso se conecta entonces una carga capacitiva de potencia reactiva
QC tal que
Qf = Q0 − QC
⇒
QC = Q0 − Qf
(5.148)
reemplazando las potencias reactivas según (5.120) tenemos
QC = V I0 sen ϕ0 − V If sen ϕf
= V I0 cos ϕ0 tan ϕ0 − V If cos ϕf tan ϕf
(5.149)
(5.150)
donde la tensión permanece constante porque la carga se conecta en paralelo.
Como la potencia activa no cambia, P = V I0 cos ϕ0 = V If cos ϕf , entonces
QC = P (tan ϕ0 − tan ϕf )
(5.151)
de donde se puede hallar la capacidad necesaria para la corrección
V2
= V 2 ωC = P (tan ϕ0 − tan ϕf )
XC
P (tan ϕ0 − tan ϕf )
.
C=
V 2ω
5.6.
Señales poliarmónicas
a desarrollar. . .
(5.152)
(5.153)
148
Capı́tulo 6
Resolución sistemática de
circuitos
Las transformaciones de Laplace y fasorial vistas en los capı́tulos anteriores permiten llevar las ecuaciones de equilibrio de un circuito en el
dominio del tiempo a un dominio (de s o de jω respectivamente) donde
las ecuaciones de equilibrio son puramente algebraicas. A continuación se
desarrollan dos métodos aplicables a circuitos con ecuaciones de equilibrio
puramente algebraicas que permiten encontrar las variables incógnitas en
forma sistemática.
6.1.
Método de las corrientes en las mallas
El método se basa en operar utilizando las llamadas corrientes de mallas
o corrientes de Maxwell en lugar de las corrientes en cada rama. Una corriente de malla es una corriente ficticia que circula por todas las ramas que
forman una malla sin dividirse en los nudos. Estas corrientes ficticias deben
elegirse de forma tal que todos los elementos del circuito sean atravesados
por lo menos por una de ellas, de esta forma cualquier corriente de rama
puede obtenerse a partir de las corrientes de malla. La cantidad de corrientes
de malla que se deben definir para operar es igual a la cantidad de mallas
independientes que contenga el circuito. Una forma práctica de encontrar el
número de mallas independientes es contando la cantidad mı́nima de cortes que deben realizarse sobre un circuito para abrir todas las mallas. El
número de cortes realizados es igual a la cantidad de corrientes de malla
independientes que conforman el circuito.
Supongamos el circuito de la figura 6.1, representado en el dominio fasorial. En este circuito la cantidad de cortes que deben practicarse para abrir
todas las mallas es igual a dos, por lo tanto para resolverlo correctamente
se deben elegir dos corrientes de malla.
Las corrientes de malla se deben elegir de forma que TODOS los ele149
150
CAPÍTULO 6. RESOLUCIÓN SISTEMÁTICA DE CIRCUITOS
ZA
ZC
ZB
V̄1
Ī1
V̄2
Ī2
Figura 6.1: Resolución por método de las mallas.
mentos sean atravesados por al menos una corriente, y que cada corriente
no pase dos veces por una misma rama.
Supongamos que elegimos Ī1 e Ī2 como se muestra en el circuito, que
cumplen con los requisitos antes planteados. La aplicación del método permite resolver estas corrientes ficticias en forma sistemática, con las que luego
podrá calcularse cualquier otro parámetro de interés. Por ejemplo la corriente total circulante por la impedancia ZA será Ī1 , la corriente total circulante
por la impedancia ZB será Ī1 + Ī2 , la potencia aparente en la fuente V̄2 será
S2 = |V̄2 ||Ī2 |, etc.
Luego de elegidas las corrientes de malla se plantean las ecuaciones de
equilibrio1 .
ZA
V̄A
V̄B
V̄1
Ī1
ZC
ZB
V̄B
Ī2
V̄C
ZB
Ī1
V̄2
Ī2
(a) Malla I
(b) Malla II
Figura 6.2: LKV en cada una de las mallas.
Malla I
Aplicando LKV para la malla I según las referencias de la figura 6.2a
tenemos
V̄1 − V̄A − V̄B = 0
(6.1)
V̄A = ZA Ī1
(6.2)
donde
V̄B = ZB Ī1 + Ī2
1
(6.3)
Notar que si bien el número de cortes necesarios para abrir todas las mallas en un
circuito es único (en este caso dos), no es única la forma de elegir las mallas, es decir que
no son únicas las corrientes de malla. Se podrı́a elegir por ejemplo la malla II de forma
que atraviese la rama de la fuente V̄1 en lugar de la rama central.
6.1. MÉTODO DE LAS CORRIENTES EN LAS MALLAS
151
luego
V̄1 = ZA Ī1 + ZB Ī1 + Ī2 = Ī1 (ZA + ZB ) + Ī2 ZB
(6.4)
Malla II
Repitiendo lo anterior sobre la malla II y según las referencias de la figura
6.2b obtenemos
V̄2 = Ī1 ZB + Ī2 (ZB + ZC )
(6.5)
Finalmente se obtiene el sistema de ecuaciones que permite resolver Ī1 e
Ī2
V̄1 = Ī1 (ZA + ZB ) + Ī2 ZB
(6.6)
V̄2 = Ī1 ZB + Ī2 (ZB + ZC )
(6.7)
o bien, en forma matricial el sistema de ecuaciones queda2
"
ZA + ZB
ZB
ZB
ZB + ZC
#" #
"
#
Ī1
V̄1
=
.
Ī2
V̄2
(6.8)
La matriz de coeficientes del sistema (6.8) está formada por las impedancias del circuito y es una matriz simétrica. Nótese que los elementos de
la diagonal principal son la suma de las impedancias de cada malla y los
elementos restantes son las impedancias compartidas entre la malla I y II.
El vector de datos del sistema contiene todas las fuentes de excitación del
circuito, y cada elemento del vector se forma con las fuentes de la malla
correspondiente.
Como se dijo, la elección de las corrientes de malla no es única, y una
elección diferente implica un sistema de ecuaciones diferente. Si por ejemplo se elije como corriente de la malla II una Ī′2 de sentido contrario a Ī2 ,
siguiendo la figura 6.3 la LKV en cada malla nos da
V̄1 = Ī1 (ZA + ZB ) − Ī′2 ZB
−V̄2 = −Ī1 ZB +
Ī′2 (ZB
(6.9)
+ ZC )
(6.10)
de donde
"
2
ZA + ZB −ZB
−ZB ZB + ZC
#" #
"
V̄1
Ī1
=
′
Ī2
−V̄2
#
(6.11)
Un sistema lineal de n ecuaciones con n incógnitas puede representarse matricialmente
como A~x = ~b donde A es una matriz n × n llamada matriz de coeficientes, ~x es un vector
de n elementos llamado vector incógnita y ~b se llama vector de datos
152
como se ve en la matriz de coeficientes los elementos que no pertenecen a la
diagonal principal aparecen multiplicados por −1 (ZB ), igual que la fuente
de tensión de la malla II en el vector de datos. Este “cambio de signo” refleja
el hecho de que las corrientes de malla atraviesan la impedancia compartida
ZB en sentido contrario, y que la corriente Ī2 atraviesa la fuente V̄2 como
una caı́da de tensión.
ZC
ZA
V̄A
V̄B
V̄1
ZB
V̄B
Ī′2
Ī1
V̄C
ZB
V̄2
Ī′2
Ī1
(b) Malla II
(a) Malla I
Figura 6.3: LKV en cada una de las mallas.
6.1.1.
Generalización
La resolución anterior puede extenderse al caso general de un circuito
con n mallas independientes, donde las ecuaciones de equilibrio del circuito
serán

  

V̄I
z11 ±z12 . . . ±z1n Ī1

  

 ±z21 z22 . . . ±z2n   Ī2  V̄II 






(6.12)
=
..
  ..   .. 

.
 .   . 

±zn1 ±zn2 . . . znn
V̄n
Īn
a esta representación matricial se la conoce como ecuación de equilibrio
matricial del circuito o Ley de Ohm matricial
h ih i
Z
h i
Ī = V̄ ,
(6.13)
la matriz de coeficientes se llama matriz de impedancias y el vector de datos
vector de tensiones. Los elementos de la diagonal principal de la matriz de
impedancias se llaman impedancias propias de cada malla y los elementos
restantes son las llamadas copedancias entre mallas.
La ecuación matricial de equilibrio (6.12) puede obtenerse en forma directa siguiendo las reglas:
Las impedancias propias de cada malla se forman sumando las N impedancias pertenecientes a la malla, para la malla k será
zij i=j=k =
N
X
n=1
Zkn
(6.14)
153
Las copedancias se forman sumando todas las impedancias compartidas entre la malla k y la malla l, es decir todas las impedancias que son
atravesadas por las corrientes Īk e Īl . Si las corrientes atraviesan las
impedancias compartidas en sentido contrario, la copedancia se debe
multiplicar por −1.
Los elementos del vector de tensiones se obtienen sumando todas las
fuentes de tensión que pertenecen a la malla, tomando como positivas
las que son atravesadas como una subida por las corrientes de malla,
y como negativas las demás.
Cualquiera de las corrientes incognitas puede calcularse resolviendo el
sistema matricial, por ejemplo por regla de Cramer. Ası́, el cálculo de la
corriente Ī1 por ejemplo será
V̄ ±z . . .
12
I
V̄II z22 . . .
.
..
.
.
.
V̄n ±zn2 . . .
Ī1 = z11 ±z12 . . .
±z21 z22 . . .
..
.
±zn1 ±zn2 . . .
±z1n ±z2n znn ±z1n ±z2n znn (6.15)
que desarrollando el determinante sustituto por los elementos de la columna
de las tensiones queda
Ī1 = V̄I
∆21
∆n1
∆11
+ V̄II
+ · · · + V̄n
,
∆Z
∆Z
∆Z
(6.16)
donde ∆11 , ∆21 , etc, son los adjuntos o cofactores asociados al elemento 11,
21, etc, y ∆Z es el determinante principal de la matriz [Z].
Ejemplo 6.1: Aplicando el método de las mallas, determinar las tensiones y
corrientes de los elementos del circuito de la figura 6.4.
5Ω
12 + j12
j3Ω
Ī1
2Ω
−jΩ
Ī2
Figura 6.4: Corrientes de mallas.
154
Eligiendo las corrientes de malla Ī1 e Ī2 como se muestra en el circuito,
las impedancias propia de cada malla serán
z11 = 5 + j3 − j = 5 + j2
(6.17)
z22 = 2 − j
(6.18)
y la copedancia
z12 = z21 = −(−j),
(6.19)
luego la matriz de impedancia será
"
#
5 + j2 j
[Z] =
.
j
2−j
(6.20)
El vector de tensiones está formado por la única fuente del circuito, que se
encuentra en la malla I y es travesada como una subida por Ī1 , por lo tanto
"
#
12 + j12
[V̄] =
,
0
(6.21)
el sistema de ecuaciones en forma matricial queda
"
5 + j2 j
j
2−j
#" #
"
#
Ī1
12 + j12
=
0
Ī2
(6.22)
de donde
12 + j12 j 0
2 − j
36 + j12
Ī1 = = 2,68 + j1,13
=
13 − j
5 + j2 j j
2 − j
5 + j2 12 + j12
j
0
= 0,98 − j0,85.
Ī2 = 5 + j2 j j
2 − j
(6.23)
(6.24)
Conociendo las corrientes de malla se pueden obtener los fasores de tensión y corriente de cada elemento. En el resistor de 5Ω la corriente y tensión
serán
Ī5Ω = Ī1 = 2,91 22,83◦
V̄5Ω = 5 · Ī5Ω = 14,55
22,83◦ .
(6.25)
(6.26)
155
En el inductor j3Ω
Īj3Ω = Ī1 = 2,91 22,83
(6.27)
V̄j3Ω = j3 · Īj3Ω = 8,73 112,83◦ .
(6.28)
Ī−jΩ = Ī1 − Ī2 = 1,69 + j1,97 = 2,6 49,39◦
(6.29)
En el capacitor −jΩ
V̄−jΩ = −j · Ī−jΩ = 2,6 −40,6◦ .
(6.30)
En el resistor de 2Ω
Ī2Ω = Ī2 = 1,30 −40,6◦
V̄2Ω = 2 · Ī2Ω = 2,6
6.1.2.
−40,6◦ .
(6.31)
(6.32)
Acoplamiento magnético
Para resolver circuitos con acoplamiento magnético utilizando el método
de mallas es necesario realizar algunas observaciones. En el cálculo de las
impedancias propias de malla, se deben considerar sólo los acoplamientos
magnéticos que resulten de la circulación de la corriente de malla en cuestión.
Por lo que si existe acoplamiento entre corrientes de diferentes mallas, su
reactancia inductiva mutua no formará parte de la impedancia propia de
cada malla.
Las impedancias compartidas entre mallas, o copedancias, son aquellas
impedancias que presentan una caı́da de tensión en una malla debido a
la circulación de corriente en otra. Por lo tanto la inductancia mutua que
induce tensión en una malla debido a la circulación de corriente en otra, es
una copedancia. Para determinar el signo de la copedancia por inductancia
mutua se debe aplicar la regla de los puntos, entonces si por ejemplo la
corriente de una malla ingresa por un borne con punto y la corriente de la
otra malla sale por el borne con punto, la copedancia por inductancia mutua
debe multiplicarse por −1.
Ejemplo 6.2: Determinar la matriz de impedancias del circuito con acoplamiento magnético de la figura 6.5.
La impedancia propia de la malla I es la suma de todas las impedancias
que producen caı́da de tensión debido solamente a Ī1 , o sea
z11 = 2 + j3 − j = 2 + j2,
(6.33)
de igual forma, la impedancia propia de la malla II será
z22 = 4 + j2 − j = 4 + j.
(6.34)
156
2Ω
j3Ω
V̄
4Ω
j2Ω
j2Ω
Ī2
Ī1
−jΩ
Figura 6.5: Método de las mallas en circuito con acoplamiento magnético.
La copedancia z12 = z21 está formada por el elemento que comparten ambas mallas (el capacitor), y por la reactancia inductiva mutua (que induce
tensión en el inductor de la malla I debido a la corriente de la malla II, y
viceversa). La copedancia debido al capacitor será la reactancia capacitiva
multiplicada por −1, ya que las corrientes lo atraviesan en sentido opuesto.
Y la copedancia debido a la inductancia mutua será la reactancia j2 multiplicada por −1, ya que la corriente Ī1 entra por el borne con punto y la
corriente Ī2 sale. Entonces
z12 = z21 = −(−j) − (j2) = −j,
(6.35)
finalmente
"
#
2 + j2 −j
[Z] =
.
−j 4 + j
6.1.3.
(6.36)
Impedancia de entrada
Se define como impedancia de entrada de un circuito pasivo a la relación
entre el fasor de tensión aplicado entre los bornes considerados como entrada, y el fasor corriente debido a esa tensión. Si el circuito contiene fuentes
(circuito activo) la impedancia de entrada se calcula pasivando todas las
fuentes internas, es decir pasivando el circuito.
La impedancia de entrada puede calcularse fácilmente a partir de la
matriz de impedancias del circuito. Supongamos un circuito pasivo con una
fuente V̄1 conectada a los bornes de entrada, como el de la figura 6.6. La
corriente que resulta de aplicar la tensión V̄1 al circuito es Ī, con lo que la
impedancia de entrada será
Zentrada =
V̄1
.
Ī
(6.37)
Eligiendo las corrientes de malla como se muestra en el circuito, la corriente
de entrada Ī es igual a la corriente de malla Ī1 , y su ecuación de equilibrio
ZC
ZA
A
Ī
V̄1
157
ZB
Ī1
Ī2
B
Figura 6.6: Impedancia de entrada.
matricial será
"
ZA + ZB −ZB
−ZB ZB + ZC
#" #
"
#
Ī1
V̄1
=
.
0
Ī2
(6.38)
Resolviendo la corriente Ī1 por Cramer, y calculando el determinante sustituto por los elementos de la columna de las tensiones (como en (6.16)) nos
queda
Ī1 =
V̄1 −ZB 0 ZB + ZC ∆Z
= V̄1
∆11
∆Z
(6.39)
de donde
Zentrada =
∆Z
.
∆11
(6.40)
La impedancia de entrada permite determinar la corriente que deberá
entregar una fuente al conectarse al circuito. Notar que si bien se utilizó una
fuente de tensión arbitraria V̄1 para arribar al cálculo de la impedancia de
entrada, su valor depende exclusivamente de los elementos del circuito, que
son los que conforman la matriz de impedancia [Z].
6.1.4.
Impedancia de transferencia
Otro parámetro útil que puede determinarse de la matriz de impedancia
es la impedancia de transferencia. Esta impedancia relaciona el fasor tensión
aplicado en una malla determinada y el fasor corriente que resulta en otra.
Por ejemplo, resolviendo para la corriente Ī2 en el sistema matricial anterior
tenemos
Ī2 =
ZA + ZB V̄1 −ZB
0 ∆Z
= V̄1
∆12
∆Z
(6.41)
con lo cual se puede calcular la impedancia de transferencia Ztransf ,12 dada
por el cociente entre la tensión V̄1 conectada en la malla I y la corriente Ī2
158
que esta tensión provoca en la malla II
Ztransf ,12 =
∆Z
V̄1
.
=
∆12
Ī2
(6.42)
Ejemplo 6.3: Determinar la impedancia equivalente “vista” desde los bornes
de la fuente del circuito de la figura 6.7a.
A 2Ω
Ī
V̄
4Ω
j2Ω
j3Ω
A
Ī
j2Ω
Ī1
−jΩ
ZAB
2,23 + j1,94
V̄
Ī2
≡
B
B
ZAB
(b)
(a)
Figura 6.7: Impedancia de entrada, (a) circuito completo con acoplamiento
magnético y (b) circuito equivalente del primero en los bornes AB.
Se suele llamar impedancia “vista” desde un par de bornes de un circuito
a la impedancia que, conectada a dichos bornes en reemplazo del circuito
original, produce la misma caı́da de tensión y la misma circulación de corriente que antes. Es decir, si la tensión aplicada a unos bornes AB es V̄AB y
la corriente que produce es ĪA , la impedancia equivalente que se “ve” desde
esos bornes es
ZAB =
V̄AB
.
ĪA
(6.43)
Esta impedancia ZAB es la que resulta de reducir el circuito por asociación
serie-paralelo de los elementos entre los bornes A y B. Sin embargo, las reglas
conocidas para estas asociaciones de elementos no contemplan los casos de
acoplamiento magnético, por lo que debe calcularse de otra manera. Una
forma más general de cálculo de la impedancia “vista” desde dos bornes
AB cualesquiera del circuito, es considerar dichos bornes como entrada, y
calcular la impedancia de entrada a partir de la matriz de impedancias del
circuito.
Para el circuito de la figura 6.7a y según las corrientes de malla elegidas,
la matriz de impedancias será
"
2 + j2 −j
[Z] =
−j 4 + j
#
(6.44)
6.2. MÉTODO DE LAS TENSIONES EN LOS NUDOS
159
de donde
∆Z = 7 + j10;
∆11 = 4 + j,
(6.45)
con lo que
Zentrada = ZAB = 2,23 + j1,94.
(6.46)
En la figura 6.7b se representa el circuito reemplazado en los bornes AB
por su impedancia de entrada. Dado que para el generador conectado a los
bornes AB no se aprecian cambios, se dice que este circuito es “equivalente
en los bornes AB” al de la figura 6.7a.
6.2.
Método de las tensiones en los nudos
El método de las tensiones en los nudos permite construir en forma
sistemática el sistema de equilibrio matricial en términos de las tensiones
en los nudos de un circuito. Luego, la diferencia de tensión entre dos nudos
cualesquiera del circuito puede ser calculada en forma directa resolviendo el
sistema matricial.
Consideremos las tensiones en los nudos principales 1 y 2 del circuito de
la figura 6.8. Estas tensiones están referidas al nudo 3 (tomado como nudo
de referencia) con la polaridad indicada. Si se desarrollan las ecuaciones de
equilibrio de las corrientes en cada nudo se obtiene
ZA
V̄A
1
ZB
ZC
2
V̄1 V̄2
ZE
ZD
V̄B
3
Figura 6.8: Resolución por método de las tensiones en los nudos.
V̄1
V̄1 − V̄2
V̄1 − V̄A
+
+
=0
ZA
ZB
ZC
V̄2
V̄2 − V̄B
V̄2 − V̄1
+
+
=0
ZC
ZD
ZE
(6.47)
(6.48)
Para explicar la constitución de la ecuación (6.47) veamos la figura 6.9
donde se reproduce en detalle las referencias de las tensiones y corrientes
en el nudo 1. Las corrientes que se muestran se eligen arbitrariamente para
160
el desarrollo como entrantes o salientes al nudo. En este caso al ser todas
salientes se tiene
Īa + Īb + Īc = 0
Luego, para encontrar cada una de estas corrientes planteamos las ecuaciones
de malla considerando las referencias de tensión mostradas en la figura 6.9.
Por ejemplo, la circulación de la corriente Īa por la impedancia ZA produce
una caı́da de tensión V̄ZA con la polaridad indicada, de forma que la ecuación
de malla es
V̄A + V̄ZA − V̄1 = 0
(6.49)
V̄ZA = V̄1 − V̄A
(6.50)
V̄1 − V̄A
ZA
(6.51)
con lo que
Īa =
La corriente Īb se obtiene directamente de hacer la tensión de nudo sobre
la impedancia ZB , ya que V̄ZB = V̄1
Īb =
V̄1
ZB
(6.52)
por último se obtiene la corriente Īc de la misma forma que se obtuvo Īa , es
decir calculando la tensión en ZC a partir de la ecuación de equilibrio de la
malla central
V̄2 − V̄ZC − V̄1 = 0
V̄ZC = V̄2 − V̄1
(6.53)
V̄2 − V̄1
ZC
(6.54)
y luego la corriente es
Īc =
Finalmente sumando las tras corrientes obtenidas se tiene la ecuación 6.47,
y operando de la misma forma sobre el nudo 2 se llega a la ecuación 6.48.
Agrupando términos y reemplazando impedancias por admitancias podemos poner las ecuaciones 6.47 y 6.48 de forma
V̄A
ZA
V̄B
−(YC )V̄1 + (YC + YD + YE )V̄2 =
ZE
(YA + YB + YC )V̄1 − (YC )V̄2 =
(6.55)
(6.56)
161
ZA
ZC
1
Īc
Īa
V̄A
2
Īb
V̄1
V̄2
ZB
3
Figura 6.9: Referencia de tensiones y corrientes en el nudo 1.
o bien
"
YA + YB + YC
−YC
−YC
YC + YD + YE
#"
" #
#
Ī
V̄1
= 1
Ī2
V̄2
(6.57)
donde el vector de datos es un vector de corrientes que se obtiene sumando
con su signo todas la corrientes aportadas por las fuentes al nudo corresV̄B
A
pondiente, en este caso Ī1 = V̄
ZA y Ī2 = ZE . La corriente aportada por una
fuente de tensión a un nudo se calcula dividiendo a la fuente por la impedancia total de la rama que la contiene, y se considera positiva si la polaridad
de la fuente es opuesta a la polaridad del nudo (ver ec. (6.50)).
6.2.1.
Generalización
En general, un circuito con n+1 nudos principales puede ser representado
por una ecuación de equilibrio matricial de la forma





ĪI
y11 −y12 · · · −y1n V̄1


  
 −y21 y22 · · · −y1n   V̄2  ĪII 

 .  =  . 
..

 .   . 
.

 .   . 
−yn1 −yn2 · · · ynn
V̄n
Īn
h ih i
Y
h i
V̄ = Ī
(6.58)
(6.59)
donde V̄1 , V̄2 , V̄n son las tensiones de los nudos 1, 2, n respecto de un
nudo n + 1 elegido como referencia. La matriz de coeficientes es una matriz
simétrica y se llama matriz de admitancias, los elementos de la diagonal
principal se llaman admitancias propias de nudo, y los elementos fuera de la
diagonal principal se llaman coadmitancias entre nudos. El vector de datos
tiene unidades de corriente, y cada elemento se llama corriente de nudo. La
ecuación de equilibrio (6.58) puede construı́rse sistemáticamente a partir de
las siguientes reglas:
162
Las admitancias propias de nudo se forman sumando las admitancias
de las N ramas que se conectan al nudo, para el nudo k será
yij |i=j=k =
N
X
Ykn
(6.60)
n=1
La coadmitancia ykl = ylk se forma sumando todas las admitancias de
las ramas compartidas entre los nudos k y l, y multiplicando por −1.
Los elementos del vector corriente se obtienen sumando todas las corrientes de nudo. Se llama corriente de nudo al cociente entre las fuentes de tensión de una rama y su impedancia total de rama. Si el borne
negativo de la fuente está del lado del nudo en cuestión, entonces el
cociente se multiplica por −1.
Luego, cualquier tensión de nudo puede ser calculada resolviendo el sistema
matricial dado por (6.58), por ejemplo la tensión V̄1 será
V̄1 = ĪI
∆21
∆n1
∆11
+ ĪII
+ · · · + Īn
,
∆Y
∆Y
∆Y
(6.61)
donde ∆11 , ∆21 , etc, son los adjuntos o cofactores asociados al elemento 11,
21, etc, y ∆Y es el determinante principal de la matriz [Y].
Ejemplo 6.4: Determinar la tensión del capacitor del circuito de la figura
6.10.
t=0
4Ω
1H
i(t)
2 cos(10t)V
vC (t)
500mF
3V
2Ω
Figura 6.10: Circuito RLC con régimen transitorio.
Para t < 0 la corriente por el inductor vale i(0− ) = 0,5A, y la tensión en
el capacitor vC (0− ) = 1V, con lo que el circuito equivalente en el dominio
de Laplace será como el de la figura 6.11. El circuito equivalente para t > 0
tiene dos nudos principales, marcados en la figura como 1 y 2, por lo que
el sistema matricial de equilibrio será de 1 × 1. Tomando el nudo 2 como
referencia, la matriz de admitancias (formada sólo por la admitancia propia
del nudo 1) será
h i
Y =
h
1
s+4
+
s
2
+
1
2
i
=
h
s2 +5s+6
2(s+4)
i
.
(6.62)
163
s
0,5
4
1
2
s
2s
s2 +100
VC (s)
2
1
s
2
Figura 6.11: Circuito equivalente de Laplace.
El vector de corrientes estará formado por las corrientes de las dos ramas
con fuente, es decir
h i
I =
2s
+0,5
s2 +100
s+4
+
1
s
2
s
=
h
s3 +5s2 +104s+500
2(s+4)(s2 +100)
i
,
(6.63)
de donde
h i−1 h i
s3 + 5s2 + 104s + 500 2(s + 4)
2(s + 4)(s2 + 100) (s2 + 5s + 6)
s3 + 5s2 + 104s + 500
.
V1 (s) = 2
(s + 100)(s + 3)(s + 2)
V1 (s) = Y
I =
(6.64)
(6.65)
La correspondiente respuesta en el tiempo se encuentra expandiendo V1 (s)
de forma
A
B
s
10
+
+C 2
+D 2
s+2 s+3
s + 100
s + 100
2,92
s
10
1,89
47
25
V1 (s) =
−
−
+
2
2
s + 2 s + 3 1417 s + 100 1417 s + 100
V1 (s) =
(6.66)
(6.67)
y luego antitransformando
vC (t) = 2,92e−2t − 1,89e−3t − 33,17 × 10−3 cos(10t) + 17,64 × 10−3 sen(10t)
vC (t) = 2,92e−2t − 1,89e−3t − 37,56 × 10−3 cos(10t − 152◦ ).
En la figura 6.12 se grafica la tensión vC (t) para t > 0.
(6.68)
164
vC (t)
1
1
2
3
4
5
t
Figura 6.12: Respuesta transitoria de tensión en el capacitor de la figura 6.10.
Capı́tulo 7
Teoremas circuitales
En este capı́tulo se estudian algunos teoremas de gran utilidad para la
resolución de circuitos lineales. Estos teoremas son aplicables en general
cuando las ecuaciones de equilibrio de los circuitos son algebraicas, es decir
que su utilidad se extiende al dominio fasorial para los casos de régimen
permanente sinusoidal, y al dominio de Laplace para los casos de condiciones
iniciales.
7.1.
Teorema de Thevenin
El teorema de Thevenin afirma que un circuito lineal activo cualquiera,
con terminales de salida A − B, puede sustituirse por una fuente de tensión
V̄T h en serie con una impedancia ZT h , llamadas tensión de Thevenin e
impedancia de Thevenin, respectivamente. El valor de la fuente V̄T h es igual
a la tensión a circuito abierto entre los terminales A−B, y la impedancia ZT h
es igual al cociente entre la tensión V̄T h y la corriente de corto circuito Īcc
de los terminales A − B. Para calcular la corriente Īcc se unen los terminales
A − B y se calcula la corriente que circula por ellos. Para calcular el valor
de la fuente V̄T h se calcula la tensión a circuito abierto entre los terminales
A y B. Luego la impedancia ZT h llamada impedancia de Thevenin será
ZT h =
V̄T h
,
Icc
(7.1)
en la figura 7.1 se ve esta equivalencia esquemáticamente.
ZT h
A
SLA
V̄AB
≡
A
V̄T h V̄AB
B
B
Figura 7.1: Equivalente de Thevenin.
165
166
CAPÍTULO 7. TEOREMAS CIRCUITALES
Para demostrar la equivalencia de Thevenin supongamos un circuito activo con una impedancia Zl entre los terminales A − B como el de la figura
7.2. Llamemos Īl a la corriente que circula por Zl , y V̄AB (Īl ) a la tensión
A
SLA
Zl
Īl
V̄AB
B
Figura 7.2: Circuito activo de terminales A − B.
entre los terminales A − B, enfatizando su dependencia de la corriente Īl . Si
se conecta una fuente V̄x de polaridad opuesta a la tensión V̄AB (Īl ) como
en la figura 7.3 y se varı́a la tensión de esta fuente hasta que la corriente por
la impedancia se anule tendremos
V̄AB (0) − V̄x = 0
(7.2)
ya que la tensión que cae en Zl es nula. Como la corriente total es cero, la
tensión que aparece entre los terminales A − B es la tensión V̄AB a circuito
abierto. Es decir que esta fuente de prueba V̄x que anula la corriente tiene
el valor de la tensión V̄AB a circuito abierto, V̄x = V̄AB (0).
A
SLA
Zl
V̄AB
Īl
V̄x
B
Figura 7.3: Fuente de prueba V̄x de valor igual a la tensión V̄AB a circuito abierto.
Si en estas condiciones analizamos el circuito por superposición, tendremos lo siguiente: llamemos Īl1 a la corriente que resulta de pasivar la fuente
de prueba V̄x e Īl2 a la que resulta de pasivar todas las demas fuentes, tal
como se indica en la figura 7.4a y 7.4b. Luego, como Īl1 − Īl2 = Īl = 0, se
tiene que Īl1 = Īl2 .
La corriente Īl2 del circuito 7.4b viene dada por
Īl2 =
V̄x
Zl + Zo
(7.3)
donde Zo es la impedancia del circuito pasivado visto desde los terminales
A − B.
Pero al pasivar V̄x la corriente Īl1 es igual a la que circulaba antes de
colocar la fuente de prueba, es decir la corriente por Zl de la figura 7.2.
Por lo tanto podemos utilizar el circuito equivalente de la figura 7.4b para
167
7.2. TEOREMA DE NORTON
A
SLA
Zl
V̄AB
A
SLP
Īl1
Zl
V̄AB
Īl2
V̄x
B
(a) Fuente de prueba pasi-
B
(b) Todas las fuentes pasivadas
vada.
menos la de prueba.
Figura 7.4: Resolución aplicando superposición.
calcular la corriente Īl1
Īl1 = Īl2 =
V̄x
Zl + Zo
(7.4)
donde la fuente de pruebas V̄x es la fuente de Thevenin y la impedancia Zo
es la impedancia de Thevenin.
Finalmente, haciendo tender Zl → 0 podemos observar dos cosas: primero que la corriente Īl1 de la figura 7.4a es la corriente de corto circuito
de los terminales A − B, y segundo que la impedancia Zo es la impedancia
de salida del circuito de la figura 7.4b definida como el cociente entre la
tensión y corriente de salida con las demás fuentes pasivadas. Combinando
ambas observaciones tenemos que la impedancia de Thevenin es igual a la
impedancia de salida del circuito de bornes A − B y viene dada por
ZT h =
7.2.
V̄ABcircutio abierto
Īlcorto circuito
Teorema de Norton
7.2.1.
Equivalente Thevenin-Norton
7.2.2.
Aplicación sucesiva Thevenin-Norton
7.3.
(7.5)
Teorema de sustitución, o teorema de Miller
Una rama cualquiera por la cual circula una corriente Ī y cae una tensión
V̄, puede ser reemplazada por cualquier otra rama que contenga elementos
activos, pasivos o una combinación de ambos, siempre y cuando circule por
ella la misma corriente Ī y tenga a sus bornes la misma tensión V̄.
La demostración de este teorema es directa y se basa en la ley de Kirchhoff de las tensiones. La suma algebraica de tensiones en una malla no se
modifica si se suma y resta un generador ideal de igual tensión V̄, si los generadores incorporados se conectan ambos en la misma rama tampoco se verán
afectadas las corrientes del circuito, en estas condiciones todos los elementos
de la rama que provocan la caı́da de tensión V̄ pueden ser eliminados de la
168
malla junto con el generador incorporado en forma de subida de tensión de
valor V̄ sin que se modifiquen las corrientes del circuito, quedando la rama
en cuestión formada solamente por el generador incorporado en forma de
caı́da de tensión de valor V̄.
7.4.
Teorema de compensación
Como una aplicación muy común del teorema de sustitución surge este
teorema de compensación. Se trata del caso de un circuito que contiene una
impedancia variable como carga, donde el cálculo de la variación de corriente
que provoca la variación de esta impedandancia es de interés. Mediante
este teorema el cálculo puede hacerse sin necesidad de recalcular el circuito
completo.
Sea una impedancia Z variable en torno a un delta, si se reemplaza
la variación de esta impedancia por una fuente de tensión de forma que
compense la variación de tensión producida, la corriente circulante por la
rama seguirá valiendo lo mismo que antes de la variación de impedancia.
Llamemos δZ a la variación de impedancia, Ī a la corriente circulante para
δZ = 0 y δ Ī a la variación de corriente provocada por δZ, entonces la fuente
de compensación deberá valer V̄s = Ī (δZ). Si ahora analizamos el circuito
utilizando el teorema de superposición vemos que al pasivar la fuente de
compensación V̄s la corriente será Ī+δ Ī y al pasivar todas las demás fuentes
del circuito excepto la de compensación la corriente será −δ Ī, de forma que
al actuar en conjunto con las otras fuentes la corriente total es Ī.
Es decir que la fuente de compensación actuando con todas las demás
fuentes pasivadas nos permite calcular la variación de corriente provocada
por la variación de la impedancia Z
δ Ī =
−V̄s
−ĪδZ
=
Z + δZ + Zo
Z + δZ + Zo
(7.6)
donde Zo es la impedancia de salida del circuito visto desde los bornes de
Z.
7.5.
Teorema de reciprocidad
En un circuito lineal con una sola fuente la relación entre la excitación y
la respuesta se mantienen al intercambiar las posiciones dentro del circuito de
la excitación por la respuesta. Para demostrarlo podemos recurrir al método
de las tensiones en una malla.
Sea V̄i la fuente de tensión en la rama i, que produce una corriente
Īj como respuesta en la rama j, la relación entre ambas viene dada por la
169
7.6. TEOREMA DE MILLMAN
impedancia de transferencia Zij de tal forma que:
V̄i = Zij Īj =
∆ij
∆Z
Īj ⇒ Īj =
V̄i
∆ij
∆Z
(7.7)
si ahora trasladamos esta fuente a la rama j, la corriente que produce en la
rama i según la impedancia de transferencia Zji será:
V̄j = Zji Īi =
∆ji
∆Z
Īi ⇒ Īi =
V̄j
∆ji
∆Z
(7.8)
si comparamos las ecuaciones de las corrientes Īi e Īj vemos que solo se
diferencian por el determinante sustituto de las respectivas impedancias de
transferencia, ∆ij y ∆ji . Pero en una matriz simétrica, como es el caso de la
matriz de impedancias, los determinantes de la fila y columna intercambiada
son iguales 1 , es decir ∆ij = ∆ji , y por ende la corriente generada en la rama
i será igual a la corriente que antes se generó en la rama j, Īi = Īj
Las corrientes desarrolladas en las otras ramas del circuito para uno
y otro caso no son necesarimente iguales, puesto que las impedancias de
transferencias entre ramas diferentes no se mantendrán iguales.
El mismo teorema de reciprocidad puede aplicarse en circuitos que contengan una sola fuente de corriente.
7.6.
Teorema de Millman
El teorema de Millman establece que varios generadores reales de tensión a circuito abiero V̄G e impedancia interna Z conectados en paralelo
pueden ser remplazados por uno equivalente de tensión V̄M en serie con
una impedancia ZM , con
V̄M =
ZM =
PN
V̄i
i=1 Zi
PN
−1
i=0 Zi
N
X
i=1
Z−1
i
(7.9)
!−1
(7.10)
La demostración de este teorema puede hacerse fácilmente representando
cada generador real por su equivalente de Norton y después de agrupar todas
las impedancias y generadores reemplazarlo por su equivalente de Thevenin
como se muestra en la fig. 7.5.
d11 a c 1
sea Z = a d22 b c b d 33
d11 a y el adjunto del elemento
el adjunto del elemento i = 2, j = 3 es ∆23 = − c b
d11 c = − (d11 b − ac) = ∆23
a b
i = 3, j = 2 es ∆32 = − 170
Z2
Z1
V̄G2
V̄G1
Z1
Zn
···
V̄Gn
≡
ĪN1
Z2
Zn
···
ĪN2
ĪNn
ZM
≡ Ī
Neq
ZNeq
≡
V̄M
Figura 7.5: Teorema de Millman.
Si la tensión a circuito abierto del generador i-ésimo es V̄Gi y su impedancia interna Zi entonces la corriente de Norton será
ĪNi =
V̄Gi
Zi
(7.11)
luego todas las corriente de Norton en paralelo darán como resultado una
corriente total equivalente
ĪNeq =
N
X
ĪNi
(7.12)
y la impedancia será el equivalente paralelo de las anteriores
1
ZNeq = PN −1
Zi
(7.13)
Finalmente, el circuito equivalente de Norton obtenido se pasa a su equivalente de Thevenin con tensión
V̄M = ĪNeq ZNeq
(7.14)
ZM = ZNeq
(7.15)
y llevando la (7.12) a la (7.15) se obtiene la (7.10).
7.7.
Teorema de transferencia de potencia máxima
La potencia activa transferida a una carga ZC depende del valor de la
carga frente a la impedancia de salida del circuito o generador real al cuál
está conectada dicha carga.
7.7. TEOREMA DE TRANSFERENCIA DE POTENCIA MÁXIMA 171
7.7.1.
Carga resistiva pura
Supongamos una carga resistiva pura Rcarga conectada a un circuito con
impedancia de salida Zo . Modelando el circuito mediante su equivalente de
Thevenin como en la figura 7.6 tendremos que la corriente por la carga será
Zo
SLA
Īcarga
Rcarga
→ V̄Th
Īcarga
Rcarga
Figura 7.6: Carga resistiva pura.
Īcarga =
V̄Th
VTh
=q
θI
Zo + Rcarga
(Ro + Rcarga )2 + (Xo )2
(7.16)
donde Zo = Ro ± jXo . Luego, la potencia activa disipada en la carga será
P = (Icarga )2 Rcarga =
(VTh )2 Rcarga
(Ro + Rcarga )2 + Xo2
(7.17)
En la figura 7.7 se grafica (7.17), donde se ve que si Rcarga → 0 la potencia
P → 0, y si Rcarga → ∞ también la potencia P → 0, ya que la corriente
Icarga → 0, por lo que la potencia activa pasará por un valor máximo.
P
Rcarga
Figura 7.7: Potencia activa versus resistencia de carga.
El valor de resistencia que disipará la máxima potencia puede obtenerse
derivando P respecto de la Rcarga y buscando el valor de Rcarga que anule
esta derivada
(Ro + Rcarga )2 + Xo2 − 2Rcarga (Ro + Rcarga )
dP
= 0 (7.18)
= (VTh )2
dRcarga
((Ro + Rcarga )2 + (Xo )2 )2
de donde operando se tiene
(Ro )2 + (Xo )2 − (Rcarga )2 = 0
(7.19)
172
o bien
Rcarga =
q
(Ro )2 + (Xo )2 = |Zo |
(7.20)
es decir que con una carga resistiva pura se logrará transferir la potencia
máxima si el valor de esta resistencia es igual al módulo de la impedancia
de salida del circuito alimentador.
7.7.2.
Carga genérica
Si la carga contiene una parte reactiva, Zcarga = Rcarga ± jXcarga , la
corriente será
Īcarga =
V̄Th
Zo + Zcarga
Īcarga = q
(7.21)
VTh
(Ro + Rcarga )2 + (Xo ± Xcarga )2
θI
(7.22)
para maximizar esta corriente la parte reactiva de la impedancia Zcarga debe
ser igual en módulo pero de signo opuesto a la reactancia de la Zo , tal que
(Xo ± Xcarga )2 = 0. Luego, la potencia será
P = (Icarga )2 Rcarga =
(VTh )2 Rcarga
(Ro + Rcarga )2
(7.23)
que, haciendo el mismo análisis que para (7.17), P será máxima cuando
Rcarga = Ro .
Por lo tanto, para lograr transferir la máxima potencia a una carga
genérica, su valor deberá ser igual al conjugado de la impedancia de salida
del circuito
Zcarga = Z∗o
(7.24)
Carga genérica con reactancia fija
Si se tiene una carga genérica cuya parte reactiva no puede ser modificada
entonces en general no se podrá conseguir que su valor sea igual al conjugado
de la impedancia Zo , por lo que la potencia que logrará transferirse no será
la máxima. En estas condiciones, la carga que logra transferir la máxima
potencia posible se obtiene considerando su parte reactiva como parte de la
impedancia de salida del circuito alimentador, y su parte resistiva igual a
Rcarga = |Zo ± jXcarga |
(7.25)
173
7.8. TRANSFORMACIÓN ESTRELLA - TRIÁNGULO
Carga genérica con resistencia fija
Si la carga tiene su parte resistiva fija tal que solo puede elegirse la parte
reactiva que maximize la potencia transferida, igual que en el caso anterior
no se logrará elegir Zcarga = Z∗o para asegurar máxima transferencia de
potencia. En este caso se logrará maximizar la potencia transferida eligiendo
una carga cuya parte reactiva sea de igual módulo y signo opuesto a la parte
reactiva de la impedancia de salida del circuito alimentador
jXcarga = −jXo
7.8.
(7.26)
Transformación estrella - triángulo
La topologı́a de un circuito genérico con N ramas (o nudos) puede ser
particionada en dos configuraciones básicas, de tres ramas cada una. Estas
particiones o configuraciones elementales reciben distintos nombres según
el ámbito de uso. Por ejemplo en sistemas trifásicos se llaman estrella y
triángulo, en teorı́a de cuadripolos se conocen como Delta y Pi, etc. La
configuración estrella se obtiene interconectando las tres ramas a un punto
común, mientras que la configuración triángulo se forma conectando una
rama a continuación de la otra (figura 7.8). La transformación entre una
ZB
Z3
Z1
Estrella
Triángulo
≡
≡
ZB
Z3
Z1
Z2
YoT
ZC
ZA
Z2
ZC
ZA
∆oΠ
Figura 7.8: Configuraciones equivalentes Estrella, Y o T ; y Triángulo, ∆ o Π.
y otra configuración es de interés porque permite modificar la topologı́a
del circuito, lo cual aporta diferentes beneficios en el análisis y diseños de
sistemas. Esta transformación recibe el nombre de Teorema de Kenelly, o
transformación estrella-triángulo o transformación Y-∆, y se basa en la
equivalencia entre cuadripolos.
174
7.8.1.
Cuadripolos equivalentes
Dado un circuito con varios elementos pasivos, y definidos unos bornes
de entrada y unos bornes de salida del circuito, si se modifica la topologı́a
de forma tal que al conectar dos fuentes genéricas a los bornes de entrada y
salida del circuito original y el modificado las corrientes de entrada y salida
no cambian, entonces los circuitos son equivalentes. Esta equivalencia es valida de los bornes de entrada y salida hacia “afuera” del circuito, es decir, las
corrientes de entrada y de salida no cambiarán pero si pueden cambiar otras
corrientes “internas” que no se ven desde los bornes de entrada y de salida.
En la figura 7.9 se ve esquemáticamente esta equivalencia, donde Zn repreC
A
Ī1
Ī2
Zn
V̄1
B
C
A
Ī1
V̄2
D
≡
Zn
Ī2
V̄1
V̄2
B
D
Figura 7.9: Cuadripolos equivalentes.
senta los diferentes elementos que conforman, en diferente configuración, al
circuito original y modificado. Esta representación circuital se conoce con el
nombre de cuadripolo, y se utiliza para analizar el circuito desde sus bornes
de entrada y salida y su interacción con los elementos externos.
Para representar esta equivalencia mediante parámetros, analicemos el
cuadripolo de la figura 7.9 por superposición. Llamando Ī11 e Ī12 a las corrientes de entrada y salida debidas a la fuente V̄1 respectivamente (con V̄2
pasivada), los cocientes entre la tensión aplicada V̄1 y cada una de estas
corrientes determina un parámetro del cuadripolo
V̄1
= Zi ;
Ī11
V̄1
= Ztr12
Ī12
(7.27)
donde Zi se llama impedancia de entrada del cuadripolo y Ztr12 impedancia
de transferencia entrada-salida.
Considerando ahora la fuente V̄2 (con V̄1 pasivada) tendremos las corrientes Ī22 y Ī21 en la salida y en la entrada del cuadripolo respectivamente,
y los cocientes definidos como antes serán
V̄2
= Zo ;
Ī22
V̄2
= Ztr21
Ī21
(7.28)
donde Zo es la impedancia de salida y Ztr21 la impedancia de transferencia
salida-entrada. Puede demostrarse que para circuitos bilaterales la impedancia de transferencia entrada-salida es identica a la de salida-entrada,
175
Ztr12 = Ztr21 , y se llama simplemente impedancia de transferencia. Luego,
la corriente de entrada con ambas fuentes activas será Ī1 = Ī11 + Ī21 , y la
de salida Ī2 = Ī12 + Ī22 . Por lo tanto para lograr que en la entrada y salida
de ambos cuadripolos circulen idénticas corrientes cuando se excitan con las
mismas fuentes se debe cumplir que la impedancia de entrada, impedancia
de transferencia e impedancia de salida sean iguales. En particular, para
que las configuraciones de la figura 7.8 sean equivalentes, la impedancia de
entrada, salida y transferencia deben ser iguales. Calculando estas impedancias de una configuración y poniendola en términos de la otra se tiene la
transformación buscada.
7.8.2.
Impedancias de entrada, salida y transferencia
Para calcular las impedancias de entrada, salida y transferencia de las
configuración estrella podemos aplicar el método de las mallas como en la
figura 7.10 y luego pasivar cada una de las fuentes de excitación. De la figura
A Z1
Z3
C
Ī1
V̄1
Ī2
V̄2
Z2
B
D
Figura 7.10: Análisis de la configuración en estrella por método de las mallas.
se tiene
"
Z1 + Z2
Z2
Z2
Z2 + Z3
#" #
"
V̄1
Ī1
=
V̄2
Ī2
#
(7.29)
de donde
∆21
∆11
+ V̄2
∆Z
∆Z
∆22
∆12
+ V̄2
Ī2 = V̄1
∆Z
∆Z
Ī1 = V̄1
(7.30)
(7.31)
pasivando la fuente V̄2 se tendrán las corrientes de entrada y salida debido
a la fuente V̄1 , que en la sección 7.8.1 llamamos Ī11 e Ī12 respectivamente
∆11
∆Z
∆12
= V̄1
∆Z
Ī11 = V̄1
(7.32)
Ī12
(7.33)
176
es decir que la impedancia de entrada y de transferencia de la configuración
estrella vienen dadas por
Z1 Z2 + Z1 Z3 + Z2 Z3
∆Z
=
∆11
Z2 + Z3
Z1 Z2 + Z1 Z3 + Z2 Z3
∆Z
=
Ztr =
∆12
Z2
(7.34)
Zi =
(7.35)
De igual forma, pasivando ahora V̄1 se obtienen las corrientes de salida y
de entrada debido a V̄2 , y de estas la impedancia de salida2
Z1 Z2 + Z1 Z3 + Z2 Z3
∆Z
=
.
(7.36)
∆22
Z1 + Z2
Operando ahora con el circuito en configuración triángulo de la figura
7.11 se tiene
Zo =
A
V̄1
Ī1
ZA
B
ZB
Īx
C
ZC
Ī2
V̄2
D
Figura 7.11: Análisis de la configuración triángulo por método de mallas.
 



Ī1
V̄1
ZA
−ZA
0
   

−ZA ZA + ZB + ZA ZC  Īx  =  0 
0
ZC
ZC Ī2
V̄2
(7.37)
de donde las corrientes de interés son Ī1 e Ī2 solamente. Desarrollando de
igual forma que para la configuración estrella se tiene
∆Z
ZA ZB
=
(7.38)
∆11
ZA + ZB
∆Z
Ztr =
= ZB
(7.39)
∆13
ZB ZC
∆Z
=
(7.40)
Zo =
∆33
ZB + ZC
Finalmente, para que los cuadripolos sean equivalentes se debe cumplir que
Z1 Z2 + Z1 Z3 + Z2 Z3
ZA ZB
=
(7.41)
ZA + ZB
Z2 + Z3
Z1 Z2 + Z1 Z3 + Z2 Z3
ZB =
(7.42)
Z2
Z1 Z2 + Z1 Z3 + Z2 Z3
ZB ZC
=
(7.43)
ZB + ZC
Z1 + Z2
Zi =
2
Ya que como se mencionó la impedancia de transferencia es identica a la calculada
pasivando V̄2 .
177
de donde despejando la impedancia correspondiente se puede construir la
tabla 7.1
Transf. Y→ ∆
Transf. ∆ → Y
ZA =
Z1 Z2 +Z1 Z3 +Z2 Z3
Z3
Z1 =
ZA ZB
ZA +ZB +ZC
ZB =
Z1 Z2 +Z1 Z3 +Z2 Z3
Z2
Z2 =
ZA ZC
ZA +ZB +ZC
ZC =
Z1 Z2 +Z1 Z3 +Z2 Z3
Z1
Z3 =
ZB ZC
ZA +ZB +ZC
Cuadro 7.1: Relación entre impedancias para configuraciones estrella-triángulo
equivalentes.
178
Capı́tulo 8
Resonancia
En ingenierı́a se conoce con el nombre de resonancia a un particular
efecto relacionado con el intercambio energético entre los elementos almacenadores de energı́a, que ocurre cuando la frecuencia de excitación coincide
con la llamada frecuencia natural o de resonancia del sistema. Para que la
resonancia tenga lugar el sistema en cuestión debe contener elementos que
almacenen energı́a en contra fase, como un capacitor y un inductor en un
sistema eléctrico, o una masa y un resorte en un sistema mecánico. La frecuencia de resonancia de un sistema depende de los elementos almacenadores
de energı́a que lo componen.
8.1.
Resonancia en un circuito serie RLC simple
Si se alimenta un circuito serie RLC con una fuente de frecuencia ω
variable, los valores de las reactancias inductivas y capacitivas varı́an en
función de la frecuencia. Es decir, la impedancia Z(jω) compuesta por
1
1
Z(jω) = R + jωL − j
= R + j ωL −
ωC
ωC
(8.1)
se modifica mientras varı́a la frecuencia de excitación. Observando la parte
reactiva de (8.1) vemos que para algún valor de ω = ω0 los módulos de las
reactancias serán iguales
ω0 L =
1
ω0 C
(8.2)
despejando ω0 de la igualdad (8.2) obtenemos
ω0 = √
1
1
⇒ f0 = √
LC
2π LC
(8.3)
con ω0 = 2πf0 . Como L y C son siempre positivos, de (8.3) se sigue que
siempre existe una frecuencia real que satisfaga (8.2), es decir que anule
179
180
CAPÍTULO 8. RESONANCIA
la parte reactiva de un circuito RLC serie. La frecuencia ω0 que produce
la anulación de la parte reactiva de un circuito se la llama frecuencia de
resonancia.
A la frecuencia de resonancia la impedancia total equivalente del circuito
se hace Z0 = R, entonces el fasor tensión de alimentación V̄ aparece en fase
con el fasor de corriente Ī, y el circuito tendrá en resonancia un factor de
potencia f p = 1 (cos ϕ = 1).
Desde el punto de vista fı́sico, que se anule la parte reactiva de la impedancia equivalente de un circuito significa que ya no se produce un intercambio de energı́a entre la fuente de excitación y el circuito, sino que el
intercambio ocurre internamente en el circuito entre los elementos reactivos.
Este intercambio se realiza de forma que cuando la energı́a en el inductor
es máxima, en el capacitor es cero y viceversa, manteniéndose constante la
energı́a total almacenada.
8.1.1.
Variación de la impedancia
En la figura 8.1 podemos ver la variación de cada parámetro de impedancia en función de la frecuencia. La resistencia R se mantiene constante
mientras que las reactancias inductiva y capacitiva, y el módulo de la impedancia |Z(jω)| varı́an a lo largo de todo el eje de ω. Para frecuencias bajas y
menores a la frecuencia de resonancia, vemos que el módulo de la reactancia
inductiva es menor que el módulo de la reactancia capacitiva, esto hace que
la fase de Z(jω) sea negativa, como se observa en la figura 8.2, y el circuito
presenta carácter capacitivo. Para frecuencias mayores a ω0 la reactancia
inductiva se hace mayor que la capacitiva y el circuito adquiere carácter
inductivo.
Ω
Z0 = R
|Z|
XL
R
XC
ω0
ω
Figura 8.1: Variación de las parámetros de impedancia de un RLC serie en función
de la frecuencia.
También puede observarse en la gráfica de la figura 8.1 que en el punto
de resonancia el módulo de la impedancia pasa por un mı́nimo de valor R.
8.1. RESONANCIA EN UN CIRCUITO SERIE RLC SIMPLE
181
En este punto la corriente del circuito tendrá su máximo módulo ya que
|Ī| =
|V̄|
|Z|
(8.4)
y en nuestro caso |V̄| es constante. En el caso lı́mite de R → 0 el módulo
de Z también tenderá a cero y el de la corriente a infinito. La variación de
corriente con la frecuencia se verá en mayor detalle en la sección 8.1.2, con
el análisis de las admitancias.
En la figura 8.2 vemos que la fase de Z(jω) pasa por cero en resonancia,
es decir que Z0 es un número real puro. Además se observa que el cambio
de fase será más abrupto cuanto menor sea el valor de R, en el caso lı́mite
de R → 0 la fase pasará de −90◦ a 90◦ en ω = ω0 .
ϕZ
π
2
R disminuye
R aumenta
ω0
ω
− π2
Figura 8.2: Fase de la impedancia de un circuito resonante serie en función de la
frecuencia.
Un análisis fasorial a diferentes frecuencias alrededor de resonancia puede
verse en la figura 8.3. Para ω < ω0 la tensión está atrasada respecto de la
corriente, por el carácter capacitivo del circuito a estas frecuencias. Para
ω = ω0 los fasores de tensión V̄C y V̄L tienen igual módulo pero con 180◦
de desfasaje, por lo que su suma es nula. Los fasores tensión aplicada y
corriente total están en fase. La caı́da de tensión en R es por ende igual a
la tensión aplicada, V̄R = V̄T . Por último, para ω > ω0 la tensión adelanta
a la corriente por el carácter inductivo del circuito a estas frecuencias.
8.1.2.
Análisis de admitancias
El módulo de la corriente es el producto del fasor tensión por su admitancia equivalente |Ī| = |V̄||Y|, si se mantiene |V̄| = cte la variación del
módulo de la corriente será idéntica a la variación del |Y(jω)|.
Para graficar Y(jω), definida como la inversa de la impedancia Z(jω),
debemos conocer su módulo y fase
Y(jω) =
1
1
1
=
=
−ϕZ
Z(jω)
|Z| ϕZ
|Z|
(8.5)
182
V̄L
V̄L
V̄L = ωLĪ
V̄R = RĪ
V̄
V̄R
V̄
Ī
V̄C
V̄
Ī
Ī
V̄R
1
V̄C = −j ωC
Ī
ω = ω0
ω < ω0
V̄C
ω > ω0
Figura 8.3: Diagrama fasorial de un circuito serie RLC para ω < ω0 , ω = ω0 y
ω > ω0 .
es decir
1
|Z|
ϕY = −ϕZ
(8.6)
|Y| =
(8.7)
La figura 8.4a corresponde a la gráfica de módulos de admitancias con
distintos valores de resistencia de un circuito resonante serie. En el punto
de resonancia ω = ω0 la corriente toma su máximo valor y es limitada sólo
por la resistencia, por lo tanto cuanto menor es el valor resistivo, mayor es
este máximo.
ϕY
✵
π
2
R disminuye
R aumenta
|Y|
− π2
R aumenta
ω0
ω
(a)
Figura 8.4: Variación de la admitancia en módulo y fase de un circuito resonante
serie para distintos valores de resistencia.
8.2.
Sobretensión en circuitos serie resonantes
Ciertos valores de impedancias en circuitos resonantes serie producen un
fenómeno muy particular al variar la frecuencia, este fenómeno se da cuando
(
183
8.2. SOBRETENSIÓN EN CIRCUITOS SERIE RESONANTES
el módulo de la impedancia total se hace menor al módulo de las reactancias
inductiva o capacitiva. Como el módulo de la tensión aplicada es igual al
producto del módulo de la impedancia por el módulo de la corriente, y el
módulo de la caı́da de tensión en el inductor o el capacitor es otra vez el
producto del módulo de su impedancia reactiva por el |Ī|, entonces si para
algunos valores de frecuencia el |Z| se hace menor al |XL | o al |XC | se tendrá
|Ī||Z| < |Ī||X|
(8.8)
|V̄T | < |V̄X |
(8.9)
y habrá sobretensión en el inductor o en el capacitor, según sea la frecuencia.
Un análisis mas detallado puede hacerse con la ayuda del gráfico de los
módulos de las impedancias, eligiendo valores de resistencia, inductancia
y capacitancia adecuados para lograr la sobretensión. En la figura 8.5 se
grafica esta situación. Como se ve, el |Z| es para algunas frecuencias menor
a los módulos de las reactancias. Analicemos cada elemento por separado
Ω
XC
XL
|Z|
sobretensión en C
sobretensión en L
R
Z0
ωa
ω0
ωb
ω
Figura 8.5: Módulos de impedancias de un circuito con sobretensión.
empezando por el inductor.
Sea ωa la frecuencia a la cual el módulo de la impedancia total se hace igual al módulo de la inductancia (figura 8.5), entonces de la igualdad
|Z(jωa )| = ωa L
s
R2
1
+ ωa L −
ωa C
2
= ωa L
(8.10)
.
(8.11)
despejamos ωa
ωa =
C
q
1
L
2C
− R2
En ω = ωa el |Z| se cruza con el |XL |, es decir que en este punto el módulo de
la caı́da de tensión en el inductor será igual al módulo de la tensión aplicada.
184
Para frecuencias mayores a ωa , el |V̄L | será siempre mayor al |V̄T | y habrá
sobretensión en el inductor.
L
−R2 = 0 entonces la ecuación (8.11) tiende a ∞, lo que significa que
Si 2 C
no habrá sobretensión a ninguna frecuencia. El valor crı́tico de resistencia
que inicia la sobretensión en el inductor es entonces
Rc =
s
2
L
C
y para todo valor de R < Rc habrá sobretensión en L.
Haciendo el mismo análisis ahora sobre el capacitor en la frecuencia ωb
tenemos que
1
ωb C
|Z(jωb )| =
(8.12)
y despejando
ωb =
q
L
− R2
2C
L
.
(8.13)
La ecuación (8.13) indica el valor de frecuencia para el cual los módulo de
la impedancia total y reactancia capacitiva se igualan. Esta frecuencia ωb se
indica en la figura 8.5. Para todo ω < ωb hay sobretensión en el capacitor.
L
− R2 = 0 entonces la ecuación (8.13) se hace cero, es decir que no
Si 2 C
existe sobretensión para ninguna frecuencia. La resistencia crı́tica obtenida
de esta ecuación es
Rc =
s
2
L
,
C
(8.14)
idéntica a la obtenida para el caso del inductor, concluyendo que el efecto
de sobretensión aparece simultáneamente en ambos elementos reactivos y la
condición para la existencia del mismo viene dada por la ecuación (8.14).
En la figura 8.6 se grafican los módulos de los fasores tensión de cada
elemento, donde se ve cómo el módulo de la tensión en el capacitor V̄C es
mayor que el módulo de la tensión aplicada V̄T desde ω = 0 hasta ω = ωb ,
y el módulo de la tensión V̄L en el inductor es menor que |V̄T | hasta ω = ωa
y luego se hace mayor para todas las frecuencias superiores. Para los valores
de frecuencia ωa < ω < ωb , incluso en resonancia, existe sobretensión en
ambos elementos reactivos.
8.3.
Ancho de banda
Según lo visto en la sección anterior, la amplitud de la respuesta de
un determinado circuito ante una señal variable depende de la frecuencia
185
8.3. ANCHO DE BANDA
Ω
sobretensión en C
sobretensión en L
VL
V
VC
ωa
ω0
ωb
ω
Figura
q 8.6: Sobretensión en los elementos reactivos provocada por el valor de
L
.
R < 2C
de la señal. Esta respuesta tiene una amplitud máxima para la frecuencia
de resonancia y decrece para frecuencias fuera de la resonancia. A medida
que la frecuencia de la señal se aleja de la de resonancia la amplitud de la
respuesta disminuye, pero sin llegar nunca a ser nula. A los fines prácticos
es útil definir una frecuencia de excitación a partir de la cual la amplitud
de la respuesta puede no ser adecuada para el funcionamiento del sistema.
Esta frecuencia se conoce como frecuencia de corte y se elige en términos de
potencia, de forma tal que superando esta frecuencia de corte (o por debajo,
según la configuración del circuito) la potencia de la respuesta es menor a un
valor determinado. El valor elegido para establecer la frecuencia de corte es
la mitad de la máxima potencia que puede transferir la respuesta a cualquier
frecuencia, llamado normalmente potencia mitad.
Luego, se define como ancho de banda de un circuito al rango de frecuencias dentro del cual un señal disipa una potencia mayor a la potencia
mitad, es decir sean ω1 y ω2 las frecuencias de corte inferior y superior
respectivamente el ancho de banda AB se define como
AB = ω2 − ω1 .
8.3.1.
(8.15)
AB en circuito RLC serie
Para determinar el ancho de banda de un circuito RLC serie debemos
primero conocer la potencia máxima que la corriente puede transferir al
variar la frecuencia de excitación, para determinar luego la potencia mitad.
Analizando la respuesta en frecuencia1 de la figura 8.4a vemos que el módulo
de la corriente es máximo para ω = ω0 , por lo tanto la máxima disipación
1
A la relación entre la frecuencia de excitación y la respuesta de un sistema se la llama
respuesta en frecuencia, la figura 8.4a por ejemplo muestra la respuesta en frecuencia de
corriente de un circuito RLC excitado por una fuente de tensión de módulo constante, ya
que |Ī| = |V̄||Y|.
186
de potencia tiene lugar a la frecuencia de resonancia ω0
Pmáx = |Ī0 |2 R,
(8.16)
si llamamos P2 a la potencia mitad e Ī2 a la corriente que disipa esa potencia
tenemos
P2 =
|Ī0 |2 R
Pmáx
=
= |Ī2 |2 R
2
2
(8.17)
de donde
|Ī0 |
|Ī2 | = √ ,
2
(8.18)
es decir que la corriente
que logra disipar la mitad de la potencia máxima
√
tiene un módulo 2 veces menor al de la corriente Ī0 que disipa la potencia
máxima. En la figura 8.7 se muestra el ancho de banda de un circuito RLC
serie, donde se muestran los valores de frecuencia para los cuales se tiene
una corriente de módulo |√Ī02| .
|Ī|
0,707|Ī0 |
ω1
ω2
ω
Figura 8.7: Respuesta en frecuencia y ancho de banda de un RLC serie.
√Según (8.18), el módulo de la corriente en los puntos de potencia mitad
es 2 veces menor que la corriente
√
√ máxima, por lo tanto a esta frecuencia
el módulo de la impedancia será 2 mayor que en resonancia, |Z2 | = 2R.
Por trigonometrı́a podemos concluir que para lograr dicho aumento en el
módulo de la impedancia la parte reactiva debe ser igual en módulo a la
parte resistiva del circuito
R = ωL −
1 .
ωC (8.19)
La igualdad (8.19) se cumple para dos frecuencias distintas, una menor a la
de resonancia donde la impedancia total equivalente tendrá carácter capacitivo, y otra mayor a ω0 que corresponde a la Z de carácter inductivo.
187
8.3. ANCHO DE BANDA
Para ω = ω1 < ω0 la reactancia total equivalente es de carácter capacitiva, entonces podemos escribir la igualdad anterior de forma
R=
1
− ω1 L
ω1 C
(8.20)
y operando se obtienen dos valores que cumplen con (8.20)
R
±
ω1 = −
2L
s
R
2L
2
+
1
,
LC
(8.21)
de los cuales el valor mayor a cero será la frecuencia de corte inferior o
frecuencia inferior de potencia mitad buscada.
Mediante un análisis similar para ω2 , donde el circuito es de carácter
inductivo, se obtiene
R = ω2 L −
1
ω2 C
(8.22)
de donde
R
±
ω2 =
2L
s
R
2L
2
+
1
LC
(8.23)
y el valor mayor a cero de éstos corresponde a la frecuencia de corte superior
o frecuencia superior de potencia mitad.
Luego, el ancho de banda de un RLC serie es
AB = ω2 − ω1 =
R
.
L
(8.24)
Observando las ecuaciones (8.21) y (8.23) se ve que sólo hay una diferencia de signo, por lo que de
ω1,2
s
2
R
1
R
+
±
=
2L
LC 2L
(8.25)
se obtienen las dos frecuencias de corte, superior e inferior.
La relación entre las frecuencias de potencia mitad y la frecuencia de
resonancia puede verse fácilmente haciendo el producto entre ω1 y ω2
ω1 ω2 =
1
= ω02 ,
LC
(8.26)
es decir que ω0 es la media geométrica de ω1 y ω2
ω0 =
√
ω 1 ω2 .
(8.27)
188
8.4.
Factor Q0
En un circuito resonante se define Q0 como un factor representativo
de las caracterı́sticas energéticas del circuito. Este factor viene dado por el
cociente entre la energı́a máxima almacenada y la energı́a disipada por ciclo,
por una constante de normalización 2π
Q0 = 2π
Energı́a máxima almacenada
,
Energı́a disipada por ciclo
(8.28)
como en resonancia la energı́a máxima almacenada en el inductor es igual a
la energı́a máxima almacenada en el capacitor, se puede usar una u otra en
el cálculo de Q0 .
8.4.1.
Cálculo de Q0 en RLC serie
La energı́a instantánea almacenada en el inductor es
1
wL (t) = L(iL )2
2
(8.29)
tomando su máximo valor cuando la corriente iL sea máxima
1
WLmáx = L(ILmáx )2
2
(8.30)
1
1
wC (t) = C(vC )2 ⇒ WCmáx = C(VCmáx )2 .
2
2
(8.31)
y en el capacitor
La energı́a instantánea disipada es
Z
1
wR (t) = R (iR ) dt =
R
2
Z
(vR )2 dt,
(8.32)
si suponemos una corriente por iR = IRmáx cos(ω0 t), la energı́a disipada por
ciclo en términos de la corriente será
WR = R
Z
0
T
!
IR2 máx
IR2 máx
−
cos(2ω0 t)
2
2
1
dt = R(IRmáx )2 T
2
(8.33)
con T = ω2π0 el perı́odo de la señal en resonancia. Luego, llevando (8.30) y
(8.33) a (8.28)
Q0 =
w0 L(ILmáx )2
R(IRmáx )2
(8.34)
si se trata de un circuito serie la corriente por R y por L será la misma,
entonces el Q0 de un RLC serie queda
Q0 =
ω0 L
R
(8.35)
8.4. FACTOR Q0
189
o
Q0 =
1
,
ω0 RC
(8.36)
ya que en resonancia ω0 L = ω01C .
Observando (8.35) y (8.36) vemos que el factor Q0 está dado por el cociente entre la reactancia inductiva o capacitiva en resonancia y la resistencia
R
Q0 =
XC
XL
=
R
R
(8.37)
y si observamos la (8.34), se ve que este factor es también igual al cociente
entre la potencia reactiva y la potencia activa
Q0 =
Q
P
(8.38)
ya que la potencia reactiva en el inductor o en el capacitor es Q = XL I 2 =
XC I 2 , y la potencia P = RI 2 .
8.4.2.
Cálculo de Q0 en RLC paralelo
De igual forma podemos poner la energı́a disipada por ciclo en términos
de la tensión en R
WR =
π (VRmáx )2
,
2ω0
R
(8.39)
y utilizando la energı́a máxima almacenada en el capacitor (8.31) para el
cálculo de Q0 tendremos
Q0 =
ω0 RC(VCmáx )2
.
(VRmáx )2
(8.40)
Si consideramos un circuito RLC paralelo, la tensión en R será igual a la
tensión en C, por lo tanto el factor Q0 de un RLC paralelo es
Q0 = ω0 RC =
R
.
ω0 L
(8.41)
Análogamente al circuito serie, el factor Q0 de un circuito paralelo puede
calcularse como el cociente entre la susceptiva inductiva o capacitiva y la
conductancia R1 .
190
8.4.3.
Factor Q0 como factor de sobretensión
Multiplicando y dividiendo a (8.37) por el módulo de la corriente, se
puede poner a Q0 en término de las tensiones en L (o en C) y en R
Q0 =
XL I
VL
=
R I
VR
(8.42)
y observando que la tensión en la resistencia de un RLC serie en resonancia
es igual a la tensión aplicada VT = VR tenemos
Q0 =
VL
VC
=
VT
VT
(8.43)
es decir que el módulo de la tensión en resonancia a bornes de los elementos
reactivos puede obtenerse a partir del factor Q0
VL = VC = Q0 VT .
(8.44)
En (8.44) se ve que si Q0 > 1 entonces el módulo de la tensión en L y en C
será mayor al de la tensión aplicada, por lo tanto habrá sobretensión. Es por
esto que el factor Q0 recibe también el nombre de factor de sobretensión.
Notar sin embargo que Q0 > 1 no es condición necesaria para que haya
sobretensión en el circuito. Si se observa la figura 8.8a el valor máximo de
sobretensión no se da en resonancia, por lo tanto es posible que aún no
existiendo sobretensión en resonancia, sı́ exista en otras frecuencias. Para
verificar esto hagamos un análisis de la tensión de los elementos reactivos
en función de la frecuencia.
La tensión del capacitor en el dominio fasorial para una dada frecuencia
será
V̄C =
1
1 V̄T
Ī =
jωC
jωC Z
(8.45)
y su módulo
VC =
1
r
ωC
VC = r
VT
R2 + ωL −
ω 2 C 2 R2
VT
+
ω2
ω02
1
ωC
(8.46)
2
(8.47)
2
−1
1
con ω02 = LC
. Sea ωc la frecuencia para la cuál la sobretensión en el capacitor
es máxima (figura 8.8), derivando (8.47) respecto de ω e igualando a 0 se
tiene
ω02 R2 C 2
dVC 2
=
0
⇒
ω
=
ω
1
−
c
0
dω ω=ωc
2
!
(8.48)
8.4. FACTOR Q0
191
luego, llevando (8.36) a (8.48) tenemos
s
ωc = ω0 1 −
1
2Q20
(8.49)
y llevando (8.49) a (8.47) se obtiene el valor máximo del módulo de la tensión
en el capacitor
VCmáx = Q0 q
VT
1−
1
4Q20
.
(8.50)
Mediante un análisis similar de la tensión en el inductor se tiene
VL = r
VT
R2
ω 2 L2
+ 1−
ω02 2
2
ω
(8.51)
haciendo 0 la derivada de VL con respecto a ω se obtiene ωl , a la frecuencia
para la cuál la tensión en el inductor es máxima
ωl = q
ω0
1−
(8.52)
1
2Q20
con la que se obtienen el valor máximo de VL
VLmáx = Q0 q
VT
1−
1
4Q20
(8.53)
que como se ve, es idéntica a la ecuación de VCmáx .
Sobretensión con Q0 < 1
Si Q0 < 1 entonces la tensión en los elementos reactivos en resonancia
será menor a la tensión aplicada, lo cual, como se ve en (8.50) y (8.53),
no implica que no haya sobretensión a otras frecuencias. Por ejemplo si
Q0 = 0,9, la tensión máxima en el capacitor será
a la frecuencia ωc
VT
≈ 1,08VT
VCmáx = 0,9 q
1
1 − 3,24
s
ωc = ω0 1 −
1
≈ 0,62ω0 .
1,62
(8.54)
(8.55)
En la figura 8.8b se muestra la gráfica de las tensiones en los elementos R, L y
C para el caso particular de Q0 = 1, y en 8.8c las tensiones correspondientes
a un Q0 = 0,9.
192
VL
VL
V
V
VR
VR
VC
VC
ωc ω0 ωl
ω
ωc ω0
(a) Q0 = 1,2
ωl
(b) Q0 = 1
VL
V
VL
V
VR
VR
VC
ωc
ω0
ω
ωl
VC
ω
ω0
(c) Q0 = 0,9
ω
(d) Q0 =
1
√
2
Figura 8.8: Módulo de las tensiones en los elementos de un RLC serie para diferentes valores de Q0 .
Para Q0 =
√1
2
el cociente q Q0
1−
1
4Q2
0
de (8.50) y (8.53) se hace igual a 1,
lo que significa que las tensiones máximas en el capacitor y en el inductor
serán iguales a VT . La frecuencia para la cual VCmáx = VT es
s
ωc = ω0 1 −
Para el caso de ωl , si Q0 =
tomando lı́mite para Q0 →
√1
2
√1
2
lı́m ωl =
Q0 → √1
2
1
= 0.
2 21
(8.56)
se tiene una indeterminación, que se salva
lı́m
Q0 → √1
2
q
ω0
1−
1
2Q20
= ∞.
(8.57)
La figura 8.8d muestra las tensiones para un valor de Q0 = √12 , donde puede
observarse que los valores máximos de tensión en el capacitor y en el inductor
se dan para ω → 0 y ω → ∞ respectivamente. Para valores de Q0 < √12
el efecto de sobretensión desaparece. Notar que Q0 =
valor de R igual a la resistencia crı́tica (8.14).
√1
2
corresponde a un
8.5. RESONANCIA DE UN CIRCUITO PARALELO DE DOS RAMAS193
Sobretensión para Q0 ≫ 1
En las ecuaciones (8.49) y (8.50) puede verse que si Q0 ≫ 1, la frecuencia
a la cual se obtiene el valor máximo de tensión en el capacitor tiende a ω0 ,
y VCmáx tiende a Q0 VT , es decir
ωc |Q0 ≫1 ≈ ω0
(8.58)
VCmáx |Q0 ≫1 ≈ Q0 VT .
(8.59)
Lo mismo ocurre con la tensión en el inductor y su frecuencia correspondiente
(ecuaciones (8.53) y (8.52)),
ωl |Q0 ≫1 ≈ ω0
(8.60)
VLmáx |Q0 ≫1 ≈ Q0 VT .
(8.61)
Un valor usualmente elegido para considerar válidas las aproximaciones anteriores es Q0 ≥ 10. En la figura 8.9 se puede ver como varı́an los módulos
de las tensiones de los elementos pasivos para un Q0 = 10.
VL
V
VR
VC
ω
ωc ≈ ω0 ≈ ωl
Figura 8.9: Módulo de las tensiones en los elementos de un RLC serie para un
valor de Q0 = 10.
8.5.
Resonancia de un circuito paralelo de dos ramas
Como complemento al estudio del circuito RLC simple presentado antes
vamos a analizar un circuito paralelo de dos ramas, una RL y una RC.
Esta configuración permite estudiar algunos comportamientos importantes
del efecto de resonancia que no se presentan en circuitos resonantes simples.
194
Supongamos un circuito de dos ramas en paralelo como el de la figura
8.10, es probable que exista un valor de frecuencia para el cual este circuito entre en resonancia. Es decir una frecuencia ω0 a la cual la tensión de
alimentación V̄(jω0 ) = V̄0 esté en fase con la corriente total Ī(jω0 ) = Ī0 .
Para que esto ocurra la parte imaginaria de la impedancia equivalente del
RC
RL
C
L
V̄(jω)
Figura 8.10: Circuito paralelo de dos ramas.
circuito (o admitancia) debe ser nula. Para averiguar si esta condición de
resonancia es posible se debe verificar si existe algún valor real de frecuencia
que anule la parte imaginaria de la impedancia o admitancia equivalente.
Si llamamos Y1 a la admitancia de la primera rama y Y2 a la de la
segunda, la admitancia equivalente del circuito será
YT = Y1 + Y2 =
1
1
+
RC − jXC RL + jXL
(8.62)
separando parte real e imaginaria
YT =
RC
RL
+ 2
RL2 + XL2
RC + XC2
!
XL
XC
2 + X 2 − R2 + X 2
RC
C
L
L
+j
!
(8.63)
luego, para Im {YT } = 0 se debe cumplir
XL
XC
2 + X 2 = R2 + X 2 .
RC
C
L
L
(8.64)
Reemplazando las reactancias y operando
1
ω0 C
2
RC
+
( ω01C )2
=
RL2
ω0 L
+ (ω0 L)2
i
1 h 2
1 2
2
2
)
RL + (ω0 L) = ω0 L RC + (
ω0 C
ω0 C
L
1 L
RL2
2
+ ω0 L = ω0 LRC
+
,
ω0 C
C
ω0 C C
(8.65)
(8.66)
(8.67)
de donde ω0 será
ω0 = √
1
LC
v
u 2
uR −
t L
2 −
RC
L
C
L
C
.
(8.68)
8.5. RESONANCIA DE UN CIRCUITO PARALELO DE DOS RAMAS195
Esta es la frecuencia de resonancia del circuito de la figura 8.10. Para que esta
frecuencia exista debe ser un número real positivo, es decir que el radicando
de la (8.68) debe ser mayor que cero. Habrá entonces resonancia si
RL2 −
L
>0 y
C
2
RC
−
L
>0
C
(8.69)
RL2 −
L
<0 y
C
2
RC
−
L
<0
C
(8.70)
o si
de lo contrario el circuito no entrará en resonancia a ninguna frecuencia.
2 y L son iguales, tendremos una indeterminación
Si los valores RL2 , RC
C
en la (8.68), y no se puede determinar si habrá o no resonancia a alguna
frecuencia. Para analizar que ocurre volvamos unos pasos atrás, supongamos
2 = L = β y reemplacemos esta constante en (8.67)
RL2 = RC
C
β
1
+ ω0 Lβ = ω0 Lβ +
β
ω0 C
ω0 C
(8.71)
esta igualdad se cumple para cualquier frecuencia, y como esta igualdad
implica Im {YT } = 0 entonces para cualquier frecuencia la admitancia total
será un número real puro. Es decir que el circuito es resonante a todas las
frecuencias.
8.5.1.
Resonancia por variación de elementos de circuito
La condición para resonancia dada por la igualdad (8.67) puede buscarse
también a partir de la variación de algunos de los elementos de circuito que
intervienen. Es decir, se puede considerar el caso de una excitación con
frecuencia constante donde la resonancia se obtiene modificando el valor de
algún elemento de circuito.
Por ejemplo, supongamos que el valor de la inductancia puede ser modificado entre 0 < L < ∞, y que la frecuencia se establece a un valor constante.
En estas condiciones, para determinar si algún valor de inductancia puede
lograr poner el circuito en resonancia despejemos L de (8.67)
q
1
L = C ZC2 ± ZC4 − 4RL2 XC2 ,
2
(8.72)
2 +X 2 . Luego, para que exista un valor real de L el radicando de
con ZC2 = RC
C
(8.72) debe ser mayor o igual a cero. De lo contrario no habrá ningún valor
real de L que logre cumplir con la igualdad (8.67) (y que logre la resonancia
del circuito de dos ramas).
Entonces, según el radicando de (8.72) podemos diferenciar tres situaciones
196
1. si ZC4 > 4RL2 XC2 , entonces existen dos valores reales de L para los
cuales el circuito entra en resonancia,
2. si ZC4 = 4RL2 XC2 , entonces habrá un solo valor real de L para el cual el
circuito entra en resonancia,
3. si ZC4 < 4RL2 XC2 , no habrá ningún valor de L para el cual el circuito
entre en resonancia.
Si consideramos ahora que el valor del elemento capacitivo puede modificarse entre 0 < C < ∞ tendremos

C = 2L 
ZL2 ±
q
1
2 X2
ZL4 − 4RC
L

,
(8.73)
y las condiciones para resonancia serán similares a las obtenidas mediante
la variación de la inductancia. Es decir, según los valores de los elementos
fijos del circuito, y por ende según el radicando de (8.73), habrá
2 X2,
1. dos valores reales de C para resonancia si ZL4 > 4RC
L
2 X2, y
2. un solo valor real de C para resonancia si ZL4 = 4RC
L
2 X2.
3. ningún calor real de C para lograr resonancia si ZL4 < 4RC
L
Tomando ahora como parámetros modificables cualquiera de los resistores tendremos
RL =
s
2 − ω 2 L2 +
ω 2 LCRC
L
,
C
(8.74)
y
RC =
s
RL
1
L
− 2 2+ .
2
ω LC
ω C
C
(8.75)
En ambos casos se presentan dos posibilidades que dependen del radicando,
o existe un único valor real de resistencia que logra resonancia (el resultado
positivo de la raı́z), o no existe ninguno. En la próxima sección veremos en
forma gráfica (mediante el lugar geométrico de la admitancia equivalente)
las situaciones descriptas para resonancia según la variación de los distintos
elementos.
8.6.
Lugar geométrico
Un lugar geométrico es un conjunto de puntos que satisfacen una propiedad. La circunferencia por ejemplo es un lugar geométrico formado por
197
8.6. LUGAR GEOMÉTRICO
el conjunto de puntos cuya distancia a un punto fijo llamado centro es constante. Este lugar se puede representar también por el conjunto de valores
que una función paramétrica puede tomar al variar el parámetro. En el caso
de análisis de circuitos se presentan muchas situaciones donde un parámetro del circuito puede variar, y la variación de este parámetro determina un
lugar geométrico. Por ejemplo la variación de una resistencia determina el
lugar geométrico de la impedancia o de la admitancia total del circuito.
El lugar geométrico de admitancia de un circuito suele ser de particular
interés porque como normalmente la tensión aplicada es constante, entonces
la corriente Ī = V̄Y tiene igual lugar geométrico que la admitancia.
8.6.1.
Lugar geométrico de elementos en serie
Supongamos un circuito con una impedancia Z, cuya parte imaginaria
jX puede variar. Este es el caso por ejemplo de un circuito RLC serie que se
excita con una fuente de frecuencia variable. La impedancia total del circuito
será
Z = Rcte + jX
con Rcte constante y −∞ < X < ∞.
El conjunto de valores que puede tomar Z forman en el plano Z una
recta paralela al eje imaginario, que corta al eje real en Rcte , esto es el
lugar geométrico de Z con reactancia variable. En el plano Y, este lugar
de Z representará un lugar de Y en función de la conductancia G y de la
susceptancia B. Para encontrar el lugar geométrico de Y tenemos que poner
el lugar de Z en términos de G y B, sabiendo que
Z = Rcte + jX =
1
G
B
= 2
−j 2
2
G + jB
G +B
G + B2
(8.76)
considerando la parte real de (8.76), ya que Rcte es constante, se tiene
Rcte =
G2
G
+ B2
(8.77)
completando cuadrados y operando se llega a
1
G−
2Rcte
2
2
+ (B) =
1
2Rcte
2
.
(8.78)
Este es el lugar geométrico de Y, una circunferencia de radio R1cte y centro
en ( R1cte , 0). Luego, todas las admitancias Y = G + jB que cumplan con
(8.78) serán la inversa de alguna impedancia con parte real Rcte , que es la
condición impuesta en 8.77.
En la figura 8.11 se muestran los lugares geométricos de Z y Y para el
caso analizado. En 8.11a se muestra el lugar geométrico de la impedancia
198
Z, donde se marcan a modo de ejemplo dos valores de impedancia inductiva
(Z1 y Z2 ) y un valor de impedancia capacitiva (Z3 ). Estos distintos valores
corresponden a diferentes frecuencias de excitación. En 8.11b se muestra el
lugar geométrico de admitancia, indicando las inversas de Z1 , Z2 y Z3 (Y1 ,
Y2 y Y3 respectivamente). Todas las admitancias que estén sobre esta circunferencia se corresponden con alguna impedancia del lugar geométrico de
la figura 8.11a. Notar que la impedancia y su admitancia correspondiente
tendrán un argumento de igual valor pero de signo contrario, debido a la
inversión de un número complejo. Es decir que si llamamos ϕ1 al argumento
de Z1 , el argumento de su inversa Y1 será −ϕ1 , lo que permite identificar fácilmente una determinada admitancia a partir del argumento de su
correspondiente impedancia.
jX
jB
Z2
Y3
Z1
ϕ1
Z0
Rcte
Y0
R
ϕ1
1
Rcte
G
Y1
Z3
(a) Lugar geométrico de impedancia
Y2
(b) Lugar geométrico de admitancia
Figura 8.11: Lugar geométrico de impedancia Z = Rcte + jX con reactancia
variable, y su correspondiente admitancia Y = Z1 .
La variación de la frecuencia de excitación “mueve” la impedancia (y
admitancia) equivalente a lo largo de todo el lugar geométrico. Para valores
de frecuencia muy altas el circuito será cada vez más inductivo, es decir que
la impedancia se moverá hacia arriba en su lugar geométrico y la correspondiente admitancia se moverá por la parte inferior de la circunferencia hacia
el origen. Para valores de frecuencias bajas el circuito será cada vez más
capacitivo, con lo que la impedancia se moverá hacia abajo sobre su lugar
geométrico y la admitancia se moverá hacia el origen por la parte superior
de la circunferencia. En esta variación de frecuencias (barrido) el circuito
pasará por el punto de resonancia, que puede verse en el lugar geométrico
tanto de impedancia como de admitancia cuando estos cortan el eje real. En
ese punto las partes imaginarias de una y otra se anulan quedando Z0 = Rcte
y Y0 = R1cte .
199
8.6. LUGAR GEOMÉTRICO
Para el caso de un circuito RL (o RC) la variación de la reactancia se
restringe a 0 < X < ∞ (o −∞ < X < 0), con lo que el lugar geométrico
será como en la figura 8.12.
jX
jB
Z2
Z1
1
2Rcte
ϕ1
Rcte
1
Rcte
ϕ1
R
G
Y1
Y2
(a) Lugar geométrico de impedancia y admitancia para XL variable.
jX
jB
Y3
ϕ3
Rcte
ϕ3
R
1
2Rcte
1
Rcte
G
Z3
(b) Lugar geométrico de impedancia y admitancia para reactancia capacitiva variable.
Figura 8.12: Lugar geométrico de impedancia Z y admitancia Y =
tancia inductiva y capacitiva variables.
1
Z,
con reac-
Si consideramos ahora la variación del elemento resistivo el análisis de
lugar geométrico de impedancia y admitancia es idéntico al anterior, manteniendo constante la parte imaginaria de la impedancia equivalente total.
Suponiendo un RL serie cuya reactancia inductiva permanece constante ten-
200
dremos
Z = R + jXcte =
G2
B
G
−j 2
2
+B
G + B2
(8.79)
es decir
Xcte = −
G2
B
+ B2
(8.80)
de donde el lugar geométrico correspondiente en el plano Y será
1
(G) + B +
2Xcte
2
2
=
1
2Xcte
2
Este lugar geométrico es una circunferencia de radio
(8.81)
1
2Xcte
y centro en el
punto 0, − 2X1cte . Todas los puntos del plano admitancia que estén sobre
este lugar tendrán como parte imaginaria de su inversa un valor igual a
Xcte . Por otro lado, la igualdad (8.79) también implica que la parte real de
la inversa de este conjunto de puntos satisface
R=
G2
G
,
+ B2
(8.82)
por lo tanto el signo de R está dado por el signo de G, con lo cuál para incluir
en el lugar geométrico sólo puntos con parte real positiva sobre el plano Z
(es decir impedancias reales), el lugar dado por (8.81) se debe restringir al
conjunto de puntos con G ≥ 0. Con esta restricción, el lugar geométrico
de Y resulta una semicircunferencia, cuya gráfica puede verse en la figura
8.13a.
El aumento de la resistencia desplaza la impedancia equivalente sobre el
lugar geométrico hacia la derecha, de forma que su módulo aumenta y su
argumento disminuye (tendiendo a un circuito resistivo puro). La admitancia
equivalente se mueve sobre la semicircunferencia hacia el origen, haciendo
tender su módulo y argumento a cero.
De forma similar se obtienen el lugar geométrico de impedancia y admitancia para un RC con resistencia variable, cuyas gráficas pueden verse en
la figura 8.13b. Los análisis del desplazamiento de Z y Y con la variación
de R son análogos al caso del RL serie.
8.7.
Lugar geométrico de un circuito paralelo de
dos ramas
Consideremos ahora el caso del circuito paralelo de dos ramas, que fue
analizado antes para resonancia (figura 8.10). En este caso vamos a suponer
que alguno de los elementos de circuito es variable, y a partir de esta variación determinar el lugar geométrico de la admitancia total equivalente. La
8.7. LUGAR GEOMÉTRICO DE UN CIRCUITO PARALELO DE DOS RAMAS201
jX
jXcte
Z1
jB
Z2
Y2
R
−j 2X1cte
G
Y1
−j X1cte
(a) Lugar geométrico de impedancia y admitancia para RL con resistencia variable.
jX
jB
j X1cte
j 2X1cte
Y1
Y2
R
−jXcte
Z1
G
Z2
(b) Lugar geométrico de impedancia y admitancia para RC con resistencia variable.
Figura 8.13: Lugar geométrico de impedancia Z y admitancia Y =
tencia variable para: (a) circuito RL serie y (b) circuito RC serie.
1
Z
con resis-
admitancia total equivalente se obtiene sumando las admitancias de cada
rama, luego si una de las ramas tiene una admitancia fija y la otra es un
lugar geométrico, la composición de ambas (la suma) será también un lugar
geométrico.
8.7.1.
Lugar geométrico por variación de la inductancia
El circuito de la figura 8.14a representa un paralelo de dos ramas con
inductancia variable. La admitancia total equivalente YT será
YT = Y1 + Y2
(8.83)
cada posible valor de admitancia que toma la rama 2 se sumará al valor
constante de admitancia de la rama 1, obteniéndose un nuevo valor de admitancia total. El conjunto de estos valores es el lugar geométrico de la
admitancia total. Gráficamente es muy simple construir este lugar, ya que
el valor constante de Y1 desplaza al lugar geométrico de Y2 , para formar el
202
Y1
jB
Y2
RC
RL
V̄
−jXC
jXL
jIm{Y1 }
YT1 = Y1
YT2
YT0
YT′0
G
YT
(a)
(b)
Figura 8.14: Lugar geométrico de circuito paralelo de dos ramas con L variable.
lugar geométrico de YT . En la figura 8.14b se muestra este lugar geométrico,
donde se indican a modo de ejemplo algunos posibles valores que la admitancia total equivalente puede tomar. Por ejemplo, el valor señalado como
YT1 es el valor que toma la admitancia total cuando la admitancia Y2 se
anula, es decir cuando L → ∞.
Como puede observarse el lugar de admitancia total de la figura 8.14b
corta al eje real en dos puntos, es decir que en estos puntos la admitancia
total equivalente es un número real, lo que indica que el circuito está en
resonancia. Estos dos valores diferentes de admitancia (YT0 y YT′0 ) se logran
con dos valores diferentes de inductancia, valores para los cuales el circuito
entra en resonancia. Esta situación es posible siempre que el radio del lugar
de Y2 sea mayor que la parte imaginaria de la admitancia Y1 , es decir
1
2RL
1
XC
.
<
2
2
2RL
RC + XC
Im {Y1 } <
(8.84)
(8.85)
De igual forma si
Im {Y1 } =
1
2RL
(8.86)
también es posible lograr resonancia pero para un único valor de L, ya que
el lugar se hace tangente al eje real. Luego, si
Im {Y1 } >
1
2RL
(8.87)
no habrá posibilidades de que el circuito de dos ramas entre en resonancia
para ningún valor de L. En la sección 8.5 se determinaron estas mismas condiciones en términos del radicando de la (8.72). En los lugares geométricos
de la figura 8.15 se muetran los casos de resonancia para un único valor de
L y de no resonancia.
8.7. LUGAR GEOMÉTRICO DE UN CIRCUITO PARALELO DE DOS RAMAS203
jB
jIm{Y2 }
jB
YT1 = Y2
YT0
jIm{Y2 }
YT1 = Y2
G
G
(a)
(b)
Figura 8.15: Lugar geométrico de circuito paralelo de dos ramas con L variable.
En (a) se muestra el caso que existe un único valor de L para resonancia, y en (b)
el caso donde no existe ningún valor de capacidad que logre la resonancia, ya que
el lugar no corta el eje real.
Ejemplo 8.1: Determinar los valores de RL que hacen que el circuito de la
figura 8.16 no entre en resonancia al variar la inductancia entre 0 < L < ∞.
Y1
ω = 1000 rad
s
Y2
jB
10Ω
RL
100µF
L
j0,05
Y1
G
0,05
YT
(a)
(b)
Figura 8.16: Lugar geométrico de admitancia con inductancia variable.
El lugar geométrico de admitancia correspondiente puede verse en la
figura 8.16b. El radio de la semicircunferencia que forma el lugar de Y2 es
1
2RL , y para que no haya posibilidad de resonancia este radio debe ser menor
a la susceptancia capacitiva de la rama 1 dada por
XC
= 0,05✵,
+ XC2
(8.88)
1
< 0,05✵
2RL
(8.89)
2
RC
luego
de donde RL > 10Ω.
204
8.7.2.
Lugar geométrico por variación de resistencia
El circuito y lugar geométrico de admitancia equivalente que resulta de
la variación de la resistencia de la rama capacitiva se muestran en la figura
8.17. En el se señalan a modo de ejemplo algunos valores de admitancia total
jB
Y1
YT0
Y2
G
RC
RL
−jXC
jXL
YT2
V̄
−jIm{Y2 }
YT1 = Y2
YT
(a)
(b)
Figura 8.17: Lugar geométrico de circuito paralelo de dos ramas con RC variable.
equivalente que pueden lograrse al variar la resistencia. Por ejemplo, el valor
de admitancia YT1 es el valor que corresponde al caso que la admitancia
Y1 sea nula, es decir cuando RC → ∞. El valor de la admitancia total
señalado como YT0 corresponde al punto en el que el lugar geométrico corta
el eje real. Este es el valor de admitancia del circuito en resonancia. Como
se ve, existe un único valor de admitancia, y por ende de RC , para el cual el
circuito puede entrar en resonancia, tal como se encontró analı́ticamente en
la sección 8.5. Notar además que para que la resonancia sea posible, es decir
que el lugar geométrico corte el eje real, se debe cumplir que el diámetro del
lugar geométrico de Y1 debe ser mayor que la susceptancia inductiva de la
rama 2, es decir
1
XC
XL
1
<
.
XC
RL2 + XL2
Im {Y2 } <
(8.90)
(8.91)
Esta condición para resonancia es igual a la impuesta en términos del signo
del radicando de la (8.75) que se dio en la sección 8.5.
Capı́tulo 9
Sistemas polifásicos
La transmisión de energı́a de un generador a una carga mediante una
lı́nea bifilar constituye lo que se denomina un sistema monofásico. Si se
interconectan varios sistemas monofásicos de manera definida se obtendrá
lo que se llama un sistema polifásico. Un sistema polifásico está constituido
por n tensiones sinusoidales de la misma frecuencia, conectadas a n cargas a
través de n pares de conductores. La palabra fase se emplea para denominar
una parte del sistema polifásico como se verá más adelante, ası́ los sistemas
reciben un nombre de acuerdo al número de fases que los componen, dando
lugar a sistemas bifásicos, trifásicos, tetrafásicos, etc. El más utilizado de
los sistemas polifásicos es el trifásico por tener marcadas ventajas frente a
los otros, como mejor aprovechamiento del cobre y hierro en los generados
y también del cobre en los cables de distribución, debido a un eficiente
transporte de energı́a.
9.1.
Sistema bifásico
Una espira en rotación en un campo magnético constante genera una
señal de forma sinusoidal con una frecuencia dada por la velocidad angular
de la espira
Vesp1 = Vmax cos(ωt).
(9.1)
Si se hace rotar una segunda espira en el mismo campo dispuesta a 90◦
fı́sicos de la primera, se inducirá en ésta una tensión con la misma frecuencia
angular ω pero desfasada 90◦ eléctricos de la anterior, si además ambas
espiras tiene la misma geometrı́a la tensión máxima inducida en cada una
será la misma
Vesp2 = Vmax cos(ωt + 90◦ ).
(9.2)
Esta máquina con dos arrollamientos idénticos devanados en cuadratura
genera entonces dos tensiones sinusoidales desfasadas 90◦ entre sı́. Es decir
205
206
CAPÍTULO 9. SISTEMAS POLIFÁSICOS
que puede ser representada por dos generadores de tensión sinusoidal de
igual frecuencia angular, igual tensión máxima y con una diferencia de fase
de 90◦ , tal como se indica en la figura 9.1.
N
S
Vesp2
Vesp1
≡
Vmax cos(ωt + 90◦ )
Vmax cos(ωt)
Figura 9.1: Máquina generadora bifásica con sus generadores de tensión equivalente.
Im
Vmax
Vesp1
V̄esp2
Vesp2
V̄esp1
ωt
2π
Re
(a) Dominio del tiempo
(b) Diagrama fasorial
Figura 9.2: Tensiones en el dominio del tiempo y diagrama fasorial de un sistema
bifásico.
Como se trata de señales sinusoidales y estamos interesados en resolver el
régimen permamente de estos sistemas, podemos utilizar el cálculo fasorial
para su resolución. Estas dos tensiónes tienen su representación en el dominio
del tiempo y fasorial como se muestra en la figura 9.2.
Denotemos con A y A′ los bornes del primer arrollamiento (o generador
sinusoidal) y con B y B ′ a los bornes del segundo. Si conectamos los bornes A′ y B ′ de los generadores obtendremos un sistema bifásico de tensión
V̄AB = V̄AA′ + V̄BB′ . Al punto de unión de ambos generadores se lo llama
punto neutro y se lo denota con N , es decir V̄AA′ = V̄AN y V̄BB′ = V̄BN .
max
Entonces, suponiendo V̄AN = V 0◦ con V = V√
tendremos
2
V̄AN = V 0◦
(9.3)
V̄BN = V 90◦
V̄AB = V
0◦
−V
90◦
=
√
(9.4)
2V
−45◦
(9.5)
siendo V̄AN y V̄BN las llamadas tensiones de fase y V̄AB la tensión de
lı́nea del sistema. En la figura 9.3 se muestran estas tensiones en el esquema
circuital del sistema y en el diagrama fasorial. El punto nuetro se utiliza en
la práctica como referencia, y normalmente se lo vincula a la tierra.
207
9.2. SISTEMA TRIFÁSICO
A
VAN
VAB
V̄BN
V̄AB
N
N
V̄AN
VBN
B
(a) Esquema circuital
(b) Diagrama fasorial
Figura 9.3: Sistema bifásico y sus tensiones en el dominio del tiempo y dominio
fasorial.
9.2.
Sistema trifásico
Si consideramos un nuevo arrollamiento dentro de nuestra máquina dispuestos ahora los tres de forma tal que generen tres tensiones de igual amplitud y desfasadas 2π
3 entre sı́ podremos obtener un sistema trifásico. Las
tensiones generadas en este caso serán por ejemplo
V̄AA′ = V 90◦
V̄BB′ = V −30◦
V̄CC′ = V −150◦
Estos tres arrollamientos pueden ser interconectados de dos formas distintas,
dando lugar a las llamadas conexión en estrella y conexión en triángulo del
generador.
A
VAN
VAB
N
C
B
VBN
VCN
VBC
VCA
Figura 9.4: Esquema circuital trifásico en configuración estrella.
9.2.1.
Generador en configuración estrella
Los tres generadores anteriores pueden ser conectados entre sı́ por medio
de un terminal, como se muestra en la figura 9.4. Esta configuración recibe
el nombre de configuración en estrella. Como se ve, en esta configuración se
dispone de cuatro terminales llamados A, B, C y N 1 de los que se obtienen
1
O también se los suele llamar R, S, T y N , o 1, 2, 3 y N .
208
las cuatro lı́neas que forman el sistema. La tensión entre cada terminal A,
B o C y el terminal de neutro N es igual a la tensión generada por cada
arrollamiento y son llamadas tensiones de fase, las tensiones entre cualquiera
de los terminales A, B o C es una tensión compuesta por dos tensiones de
fase y son llamadas tensiones de lı́nea.
√ Puede mostrarse fácilmente que el
módulo de las tensiones de lı́nea es 3 veces más grande que el módulo de
las tensiones de fase. En concreto, si las tensiones de fase para este sistema
son
V̄AN = V 90◦
(9.6)
V̄BN = V −30◦
(9.7)
V̄CN = V
−150◦
(9.8)
las tensiones de lı́nea serán
(9.9)
3V 0◦
√
= 3V 240◦
(9.10)
V̄BC = V̄BN − V̄CN =
V̄CA = V̄CN − V̄AN
√
3V 120◦
V̄AB = V̄AN − V̄BN =
√
(9.11)
En la figura 9.5 se puede ver el diagrama fasorial de esta configuración. Nótese que para arribar a estas tensiones se eligió arbitrariamente la fase inicial
de los generadores, del mismo sistema trifásico se puede obtener un diagrama fasorial equivalente al de la figura 9.5 pero rotado un ángulo arbitrario
θ. Para poder homogeneizar la forma de representación de las tensiones de
un sistema trifásico se utiliza la convención de elegir la fase de la tensión de
lı́nea V̄BC igual a cero.
V̄AN
V̄CA
V̄AB
N
V̄CN
V̄BC
V̄BN
Figura 9.5: Diagrama fasorial de tensiones de un sistema trifásico de secuencia
ABC.
Si se observan las tensiones generadas en el dominio del tiempo, considerando como positiva la rotación en el sentido antihorario, se verá que
la ocurrencia de los valores máximos de cada señal sigue la secuencia ABC
209
9.2. SISTEMA TRIFÁSICO
(figura 9.6). Si se invierte el sentido de giro de la máquina, o se intercambian
dos de los tres terminales de conexión, la secuencia será CBA. La secuencia
ABC recibe el nombre de secuencia directa mientras que la CBA se la llama
secuencia inversa. Siguiendo la convención anterior, un sistema de secuencia
inversa tiene las siguientes tensiones de fase
V̄AN = V −90◦
(9.12)
V̄BN = V
30◦
(9.13)
V̄CN = V
150◦
(9.14)
3V 240◦
(9.15)
3V 0◦
(9.16)
y lı́nea
V̄AB =
V̄BC =
V̄CA =
Vmax
A
B
√
√
√
3V
120◦
(9.17)
C
ωt
Figura 9.6: Tensiones de un sistema trifásico de secuencia ABC.
En la figura 9.7 se representa el diagrama fasorial de tensiones de un
sistema trifásico de secuencia CBA.
Si observamos los diagramas fasoriales de estos sistemas trifásicos, sean
secuencia ABC o CBA, vemos que la suma de los fasores de tensión de lı́nea
como de fase es siempre nula (figuras 9.5 y 9.7). En general todo sistema de
tensiones o corrientes polifásico cuya resultante sea siempre nula se lo llama
sistema equilibrado. Si además de ser equilibrado el sistema es simétrico, es
decir que todos los fasores tienen igual amplitud y una diferencia de fase
constante, se dice que el sistema es un sistema perfecto2 . Por el contrario,
un sistema de tensiones o corrientes polifásico asimétrico, se lo denomina
sistema deformado.
2
Lo contrario no siempre ocurre, es decir un sistema equilibrado puede no ser perfecto,
que es el caso de los sistemas sin neutro cuya componente de corriente debe ser obligatoriamente nula y en consecuencia las tensiones y corrientes en el sistema de cargas se hacen
asimétricas, como se verá más adelante.
210
V̄BC
V̄CN
V̄BN
N
V̄CA
V̄AB
V̄AN
Figura 9.7: Diagrama fasorial de tensiones de un sistema trifásico de secuencia
CBA.
Atendiendo a la convención de la fase nula de la tensión de lı́nea V̄BC
mencionada antes, especificando el módulo de la tensión de lı́nea, su frecuencia y la secuencia del sistema, un sistema trifásico queda unı́vocamente
determinado. Ası́ por ejemplo el sistema trifásico de distribución domiciliaria utilizado en Argentina se especifica completamente diciendo que es un
sistema de tensión V = 380V , frecuencia f = 50Hz y secuencia ABC.
9.2.2.
Generador en configuración triángulo
Otra forma de interconectar los generadores es en una configuración serie,
formando un circuito cerrado, tal como se muestra en la figura 9.8. Esta
configuración se la denomina configuración triángulo, y por simple inspección
se ve que las tensiones de lı́nea coinciden con las tensiones de fase del sistema.
A
C
B
Figura 9.8: Generador trifásico en configuración triángulo.
Esta configuración no es muy ventajosa ya que carece de punto neutro y
por lo tanto el sistema no puede ser conectado a tierra para su protección.
Además, los arrollamientos se conectan formando un circuito cerrado, y si
bien en principio se trata de un sistema equilibrado cuya resultante deberı́a
ser nula, esto puede no ocurrir en la realidad y una pequeña asimetrı́a en
211
9.3. RESOLUCIÓN DE SISTEMAS TRIFÁSICOS PERFECTOS
el sistema de tensiones puede derivar en una corriente compensadora muy
grande en los arrollamientos del generador, que sólo se verá limitada por la
muy baja resistencia de los devanados. Debido a esto no se utilizará esta
configuración en el generador en los análisis de carga siguientes.
9.3.
Resolución de sistemas trifásicos perfectos
Considerando ahora un generador trifásico como el de la figura 9.4, si
se conectan cargas entre los terminales A-N , B-N y C-N , las cargas quedarán interconectadas en configuración estrella. Si en cambio se conectan
cargas a los terminales A-B, B-C y C-A estas quedarán interconectadas en
configuración triángulo. Si las cargas conectadas al sistema son todas iguales se dice que se trata de un sistema de cargas balanceado, sino será un
sistema de cargas desbalanceado. Cuando se conecta un sistema de cargas
balanceado a un generador trifásico se obtiene un sistema de tensiones y
corrientes perfecto. Analizaremos primero el caso de cargas balanceadas en
ambas configuraciones para luego estudiar los sistemas desbalanceados.
9.3.1.
Cargas en configuración estrella
Cuando se conectan cargas en configuración estrella a un sistema trifásico
(figura 9.9) las tensiones aplicadas a cada carga son las tensiones de fase
del sistema. Por lo tanto, suponiendo una carga inductiva de valor Z ϕ y
un sistema de tensión V y secuencia ABC, por cada carga circulará una
corriente dada por3
V̄AN
V
=√
90◦ − ϕ
Z ϕ
3Z
V
V̄BN
=√
=
−30◦ − ϕ
Z ϕ
3Z
V̄CN
V
=
=√
−150◦ − ϕ
Z ϕ
3Z
ĪAN =
(9.18)
ĪBN
(9.19)
ĪCN
(9.20)
estas corrientes son llamadas corrientes de fase y las corrientes que circulan
por cada lı́nea son llamadas corrientes de lı́nea. Se ve en el circuito de la
figura 9.9 que para esta configuración de cargas las corrientes de lı́nea son
iguales a las corrientes de fase
3
ĪA = ĪAN
(9.21)
ĪB = ĪBN
(9.22)
ĪC = ĪCN
(9.23)
Recordar que en la tensión de fase para esta configuración tiene un módulo
VL
menor al de la tensión de lı́nea, es decir Vf = √
.
3
√
3 veces
212
IA
A
VAN
VAB
Z ϕ
IN
N
C
B
IB
VBN
VCN
VBC
IAN
N
IBN
ICN
VCA IC
Figura 9.9: Esquema circuital trifásico con carga en configuración estrella.
La corriente por el neutro ĪN será
ĪN = −ĪA − ĪB − ĪC = 0,
(9.24)
es decir, el sistema de corrientes para este caso es también un sistema perfecto. Si la corriente de neutro es nula como en este caso entonces el sistema
puede prescindir de la lı́nea de neutro, ya que esta no transporta corriente
alguna, un sistema de este tipo se lo llama sistema trifasico de tres conductores. En la figura 9.10 se puede ver el diagrama fasorial de tensiones y
corrientes para esta configuración.
9.3.2.
Cargas en configuración triángulo
Si las cargas se conectan entre los terminales A-B, B-C y C-A de nuestro
generador trifásico tendremos una configuración triángulo (figura 9.11). En
esta configuración la tensión aplicada a cada carga es la tensión de lı́nea
del sistema. Suponiendo entonces un sistema trifásico de secuencia ABC,
tensión V y una carga inductiva de valor Z ϕ, las corrientes de fase vienen
dadas por
V
V̄AB
=
120◦ − ϕ
Z ϕ
Z
V̄BC
V
=
=
−ϕ
Z ϕ
Z
V
V̄CA
=
=
240◦ − ϕ
Z ϕ
Z
ĪAB =
(9.25)
ĪBC
(9.26)
ĪCA
(9.27)
Para esta configuración las corrientes de lı́nea son una composición de las
corrientes de fase. Por trigonometrı́a
simple puede mostrarse que el módulo
√
de una corriente de lı́nea es 3 veces más grande que el módulo de las
corrientes de fase y su argumento se obtiene restando 30◦ al argumento de
la corriente de fase saliente del nudo en cuestión. En el diagrama fasorial
de tensiones y corrientes de la figura 9.12 se puede ver esta composición en
213
V̄AN
ϕ
ĪB
ĪA
N
ĪC
V̄CN
V̄BN
Figura 9.10: Diagrama fasorial de tensiones y corrientes en una carga balanceada
en configuración estrella.
IA
A
VAB
ICA
N
C
B
IAB
Z ϕ
IBC
IB
VBC
VCA
IC
Figura 9.11: Esquema circuital trifásico con cargas balanceadas en configuración
triángulo.
forma gráfica. Ası́ por ejemplo la corriente de lı́nea ĪA = ĪAB − ĪCA será
ĪA =
√
3V
120◦ − ϕ − 30◦ .
Z
(9.28)
214
Finalmente
√
3V
90◦ − ϕ
Z
√
3V
ĪB =
−30◦ − ϕ
Z
√
3V
ĪC =
210◦ − ϕ
Z
ĪA =
(9.29)
(9.30)
(9.31)
V̄AB
ϕ
N
ĪA
ĪAB
30◦
−ĪCA
ĪCA
V̄BC
ĪBC
V̄CA
Figura 9.12: Diagrama fasorial de tensiones y corrientes en cargas balanceadas en
configuración triángulo.
9.3.3.
Cálculo de potencias
Como vimos en capı́tulos anteriores, la potencia activa en una carga está
dada por P = V I cos ϕ, siendo V e I los módulos de los fasores tensión y
corriente en la carga y ϕ la diferencia de fase entre ellos. Veámos ahora como
se aplica este cálculo a los sistemas trifásicos con cargas balanceadas.
Cargas balanceadas en estrella
Denotemos con Vf al módulo de las tensiones de fase y con VL al de las
tensiones de lı́nea, y con If e IL a los módulos de las corrientes de fase y
215
lı́nea respectivamente. En configuración estrella la tensión aplicada a cada
carga es la tensión de fase cuyo módulo es en relación al de la tensión de
VL
lı́nea Vf = √
y la corriente en las cargas es la corriente de fase cuyo módulo
3
es igual al módulo de la corriente de lı́nea, If = IL . Luego la potencia activa
en la carga será
VL
P = Vf If cos ϕ = √ IL cos ϕ.
3
(9.32)
Como las tres cargas son iguales la potencia total será tres veces la anterior,
es decir
√
VL
(9.33)
PT = 3 √ IL cos ϕ = 3VL IL cos ϕ.
3
Procediendo de forma similar encontramos las potencias reactiva y aparente
obteniendo para un sistema de cargas balanceado las siguientes expresiones
√
PT = 3VL IL cos ϕ
(9.34)
√
(9.35)
QT = 3VL IL sen ϕ
√
ST = 3VL IL
(9.36)
nótese que ϕ es el argumento de la carga Z = Z ϕ y no la diferencia de fase
entre las tensiones y corrientes de lı́nea.
Cargas balanceadas en triángulo
En esta configuración las cargas tienen aplicada la tensión
de lı́nea y la
√
corriente de fase que circula por ellas tiene un módulo 3 veces menor al
módulo de las corrientes de lı́nea. Entonces las potencias por cada carga en
terminos de las corrientes y tensiones de lı́nea será
IL
P = VL √ cos ϕ
3
IL
Q = VL √ sen ϕ
3
IL
S = VL √
3
(9.37)
(9.38)
(9.39)
y las potencias totales
PT =
QT =
ST =
√
√
√
3VL IL cos ϕ
(9.40)
3VL IL sen ϕ
(9.41)
3VL IL
(9.42)
que como vemos se calculan de la misma forma que para el caso de cargas
balanceadas en configuración estrella.
216
Potencia instantánea
La potencia instantánea en un sistema perfecto presenta una particularidad que hace de estos sistemas los más eficientes para el transporte de
energı́a. Un pequeño análisis nos permitirá mostrar que su eficiencia es incluso mayor que la de un sistema monofásico.
Supongamos un sistema perfecto con las siguientes tensiones instantáneas
√
(9.43)
vA (t) = Vf 2 sen (ωt)
√
2
vB (t) = Vf 2 sen ωt − π
(9.44)
3
√
4
(9.45)
vC (t) = Vf 2 sen ωt − π
3
que al ser aplicado a un sistema de cargas balanceado en configuración estrella4 se originarán las siguientes corrientes
√
iA (t) = If 2 sen (ωt − ϕ)
(9.46)
√
2
iB (t) = If 2 sen ωt − π − ϕ
(9.47)
3
√
4
(9.48)
iC (t) = If 2 sen ωt − π − ϕ
3
las potencias instantáneas en cada carga serán
pA (t) = 2Vf If sen (ωt) sen (ωt − ϕ)
2
pB (t) = 2Vf If sen ωt − π sen ωt −
3
4
pC (t) = 2Vf If sen ωt − π sen ωt −
3
utilizando la igualdad trigonométrica sen α sen β =
las potencias instantáneas quedan
1
2
2
π−ϕ
3
4
π−ϕ
3
(9.49)
(9.50)
(9.51)
[cos(α − β) − cos(α + β)]
pA (t) = Vf If cos ϕ − Vf If cos(2ωt − ϕ)
4
pB (t) = Vf If cos ϕ − Vf If cos(2ωt − π − ϕ)
3
8
pC (t) = Vf If cos ϕ − Vf If cos(2ωt − π − ϕ)
3
(9.52)
(9.53)
(9.54)
sumando las potencias anteriores se verifica que la potencia total instantánea
es
pT (t) = 3Vf If cos(ϕ) = PT
4
(9.55)
Se puede arribar al mismo resultado si la configuración de las cargas es triángulo simplemente transformando el sistema a uno equivalente en configuración estrella mediante el
teorema de Rosen (transformación estrella-triángulo) que se vió en el capı́tulo de Teoremas
circuitales.
9.4. RESOLUCIÓN DE SISTEMAS TRIFÁSICOS DEFORMADOS 217
es decir que la potencia instantánea en un sistema perfecto es constante e
igual a la potencia media total. Esto crea condiciones ventajosas respecto al
funcionamiento de las máquinas trifásicas desde el punto de vista mecánico,
ya que se eliminan las vibraciones producidas por los sistemas de potencia
pulsantes como el monofásico.
El sistema trifásico es el sistema perfecto que requiere menor cantidad de
fases y es por eso que es el sistema de distribución de energı́a más utilizado
en el mundo. Un sistema de distribución domiciliario trifásico sin embargo
no es un sistema perfecto en general, porque las cargas conectadas a el, es
decir los hogares, son cargas monofásicas diferentes que si bien se van conectando en forma equilibrada a cada fase, nunca puede lograrse un sistema
de cargas balanceado debido a la variabilidad de las mismas. En cambio
en una industria las cargas son en general balanceadas, lograndose sistemas
muy cercanos a un sistema perfecto y por ende con una alta eficiencia en el
transporte de energı́a.
9.4.
Resolución de sistemas trifásicos deformados
Si las cargas conectadas al generador trifásico no son todas iguales, las
corrientes que circulan por ellas serán también diferentes, en módulo y/o en
fase, con lo cuál se tendrá entonces un sistema deformado. Analizaremos a
continuación los problemas de sistemas de cargas desbalanceados en ambas
configuraciones, con tres y cuatro conductores.
9.4.1.
Cargas desbalanceadas en estrella con cuatro conductores
9.4.2.
Cargas desbalanceadas en estrella con tres conductores
Corrimiento del neutro
9.4.3.
Cargas desbalanceadas en configuración triángulo
9.4.4.
Potencia en cargas desbalanceadas
Cargas en estrella con cuatro conductores
Cargas en triángulo - Método de los dos vatı́metros
Método de los dos vatı́metros aplicado a cargas balanceadas
218
Apéndice A
Ecuaciones diferenciales
Una Ecuación Diferencial (Ec.Dif.) es una ecuación que establece una
relación entre una variable, una función incognita en esa variable y las derivadas de esta función incognita
F (t, x(t), x′ (t), x′′ (t), · · · , xn (t)) = 0
(A.1)
si la función incognita x(t) es de una sola variable la Ec.Dif. se llama ordinaria, sino se llama Ec.Dif. en derivadas parciales.
El orden de derivación mas alto presente en la Ec.Dif. determina el orden
de la Ec.Dif.
Toda funcion x(t) que introducida en la Ec.Dif. la transforme en una
identidad se llama solución o integral de la Ec.Dif.
Una Ec.Dif. de n-esimo orden es lineal si la función incognita y todas
sus derivadas estan elevadas a la primera potencia (Piskunov 616)
La solución general completa de una Ec.Dif. lineal no homogénea de
orden n se expresa como la suma de cualquier solución particular xnh (t) de la
no homogénea, mas las n soluciones generales xho (t) de la Ec.Dif. homogénea
correspondiente (Piskunov 631). Para que la solución sea completa se debe
formar con tantas soluciones generales de la homogénea como orden tenga
la Ec.Dif.
En la Teorı́a de los circuitos la solución particular de la Ec.Dif. no homogénea representa la respuesta forzada o de régimen permanente del circuito, mientras que las soluciones generales de la Ec.Dif. homogénea correspondiente representan las respuestas naturales o de régimen transitorio del
sistema. La cantidad de respuestas naturales necesarias para representar el
transitorio de un sistema vendrá dado entonces por el orden de la Ec.Dif.
que lo represente.
219
220
APÉNDICE A. ECUACIONES DIFERENCIALES
Apéndice B
Serie de Fourier
B.1.
Desarrollo de señales en serie de Fourier
Una señal f (t) cuadrado integrable1 puede ser representada en un un
intervalo [a, b] en diferentes bases o conjuntos de funciones (vectores) ordenados y linelamente independiantes en un espacio de Hilbert. Por ejemplo
la representación en serie de Taylor utiliza como base las derivadas sucesivas de la función. La serie de Fourier permite representar una se nal en
un intervalo [a, b] mediante la combinación de senos y cosenos oscilando a
distintas frecuencias. Es decir representa la función en términos de una base
ortonormal2 formada por
(1, cos(nω0 t), sen(nω0 t))
(B.1)
con n = 0, 1, 2, . . . ∞.
La serie resulta periódica de perı́odo 2π, por estar formada por senos
y cosenos, y aproxima a la función en el intervalo [a, b]. Si la función f (t)
es también periódica de perı́odo T = b − a, entonces la serie aproxima a la
función para todo t.
B.1.1.
Serie en senos y cosenos
La función periódica f (t) de perı́odo T puede ser representada por la
serie infinita
f (t) =
∞
∞
X
a0 X
bn sen(nω0 t)
an cos(nω0 t) +
+
2
n=1
n=1
1
(B.2)
Una función es cuadrado integrable la integral de su valor absoluto al cuadrado es
finita, es decir una función de energı́a finita.
2
Decimos que la base es ortonormal porque cada componente tiene producto interno
nulo con cualquier otro componente de la base y además el prodcto interno por sı́ mismo
es igual a 1, por lo que su norma ||f (t)|| = 1.
221
222
APÉNDICE B. SERIE DE FOURIER
con
Z
1 π
f (t) cos(nω0 t)dω0 t
π −π
Z
1 π
f (t) sen(nω0 t)dω0 t
bn =
π −π
an =
(B.3)
(B.4)
(B.5)
Para que la igualdad (B.2) sea verdadera, la serie debe converger a f (t),
si la función f (t) es cuadrado integrable entonces la serie converge y la
igualdad se cumple. Una función que represente cualquier parámetro de
circuitos como tensión o corriente es siempre cuadrado integrable, por lo
que para teorı́a de los circuitos la igualdad (B.2) se cumple siempre.
El término constante de (B.2) se obtiene de (B.3) haciendo n = 0
1
a0
=
2
2π
Z
π
−π
f (t)dω0 t
(B.6)
que es el valor medio de la función f (t)
Para n = 1 se obtienen los términos que oscilan a menor frecuencia
a1 cos(ω0 t)
y b1 sen(ω0 t)
esta frecuencia ω0 se llama frecuencia fundamental de la se nal. Las frecuencias superiores a ω0 son todas multiplos de la funtamental, puesto que
n = 2, 3, 4 . . . y se llaman armónicas (para n = 2 tenemos la primera armónica ω1 = 2ω0 , para n = 3 la segunda armónica ω2 = 3ω0 , etc.). La relación
del perı́do de la serie en radianes (2π) y el perı́odo de la f (t) en segundos
(T ) determina la frecuencia fundamental ω0
ω0 =
B.1.2.
2π
T
(B.7)
Serie senoidal
Suele ser muy útil representar la serie (B.2) sólo con senos o cosenos,
para lo que se necesita conocer la amplitud y fase de cada armónica. Si
ponemos la serie en términos de senos, de forma
f (t) =
∞
c0 X
cn sen(nω0 t + φn )
+
2
n=1
(B.8)
podemos expandir el sen(nω0 t + φn ) en
sen(nω0 t + φn ) = sen(nω0 t) cos(φn ) + cos(nω0 t) sen(φn )
(B.9)
y llevando a (B.8) nos queda
f (t) =
∞
c0 X
+
[cn sen(nω0 t) cos(φn ) + cn cos(nω0 t) sen(φn )] (B.10)
2
n=1
B.1. DESARROLLO DE SEÑALES EN SERIE DE FOURIER
223
igualando (B.10) con (B.2)
c0 = a0
cn cos(φn ) = an
cn sen(φn ) = bn
y despejando cn y φn tenemos
q
cn =
a2n + b2n
φn = tan
B.1.3.
−1
an
bn
Serie compleja
Una forma mas compacta y moderna de representar la serie de Fourier
es utilizando la función exponencial compleja ejnω0 t como base. Utilizando
las igualdades
ejnω0 t + e−jnω0 t
2
ejnω0 t − e−jnω0 t
sin(nω0 t) =
2j
cos(nω0 t) =
en la serie trigonométrica (B.2) y operando nos queda
∞
X
f (t) =
Cn ejnω0 t
(B.11)
f (t)e−jnω0 t dω0 t
(B.12)
n=−∞
con
Cn =
1
2π
Z
π
−π
Los coeficientes de la serie trigonométrica y la exponencial se relacionana
como
an = Cn + C−n
bn = j (Cn − C−n )
(B.13)
(B.14)
Los coeficientes de Fourier de la serie exponencial Cn se representan
normalmente con otra notación, por ejemplo en matemática se utiliza normalmente la notación
f (t) =
∞
X
fˆ(n)ejnω0 t
(B.15)
F [n]ejnω0 t
(B.16)
n=−∞
y en ingenierı́a
f (t) =
∞
X
n=−∞
224
APÉNDICE B. SERIE DE FOURIER
Apéndice C
Uso básico de Maxima
C.1.
Maxima/wxMaxima
El sistema de álgebra computacional (o CAS por sus siglas en inglés)
Maxima es un motor de cálculo simbólico escrito en lenguaje Lisp publicado bajo licencia GNU GPL. Maxima esta basado en el sistema original de
Macsyma desarrollado por MIT en los años 70.
Cuenta con un amplio conjunto de funciones para manipulación simbólica
de polinomios, matrices, funciones racionales, integración, derivación, manejo de gráficos en 2D y 3D, manejo de números de coma flotante muy grandes,
expansión en series de potencias y de Fourier, entre otras funcionalidades.
Maxima funciona en modo consola, sin embargo incluye las intefaces
gráficas xMaxima y wxMaxima para facilitar su uso, estos disponen de
menús para acceder a los comandos disponibles de Maxima.
C.1.1.
La intefaz gráfica wxMaxima
wxMaxima permite crear documentos matemáticos que incluyan textos,
cálculos y gráficos. Estos documentos consisten en celdas que se representan
por un corchete en la parte izquiera de la interfaz gráfica de wxMaxima;
dichas celdas constan de partes como el tı́tulo, texto, entrada de comandos
Maxima y la salida o resultado. En la figura C.1 se muestra una celda de
ejemplo
El triángulo en la parte superior del corchete que delimita la celda sirve
para ocultar la celda. Una vez introducido uno o varios comandos mediante
SHIFT+ENTER las entradas se hacen efectivas y cada una de ellas se representa
por %i y el resultado por %o, seguidos por un número, como
(%i58) 1 + 1;
( %o58)
2
Las lı́neas terminadas con “;” indican a Maxima que muestre el resultado
y las lı́neas terminadas con “$” le indican que no muestre el resultado (útil
225
226
APÉNDICE C. USO BÁSICO DE MAXIMA
-->
/* this is an input cell - it holds Maxima code and can be
evaluated with SHIFT-ENTER. The code entered in this cell
will be sent to Maxima when you press SHIFT-ENTER. Before
wxMaxima sends code to Maxima, it checks if the contents
of an input cell ends with a ’;’ or a ’$’ - if it doesn’t,
wxMaxima adds a ’;’ at the end. Maxima requires that lines
end with either ’;’ or ’$’.
Any output wxMaxima gets from Maxima will be attached into
the output part of the input cell. Try clicking in this cell
and pressing SHIFT-ENTER. */
/*example Maxmima code: */
print("Hello, world!")$
integrate(xˆ2, x);
Figura C.1: Ejemplo de celda de wxMaxima
para resultados largos).
C.2.
Operaciones con Maxima
Para mantener la precisión de los cálculos Maxima, a diferencia de los
programas de cálculo numérico (como MATLAB,
√ GNU/Octave, etc.) no evalua las expresiones como por ejemplo 1/3 o 2 al menos que se le indique
mediante el comando float
(%i61) sqrt(2 * %pi);
( %o61)
√ √
2 π
(%i62) float(%);
( %o62)
2,506628274631001
La lı́nea “float( %)” es una forma abreviada de aplicar una operación
a la última lı́nea visible, el sı́mbolo % significa la última lı́nea. La forma
explicita para este ejemplo serı́a “float( %i61)” o “float( %o61)”.
El operador : se utiliza para etiquetar números o expresiones, la forma
de uso es “nombre variable:”, por ejemplo
(%i68) radius: 10 $
(%i69) height: 100 $
(%i70) area: %pi * radiusˆ2;
227
C.2. OPERACIONES CON MAXIMA
( %o70)
100 π
(%i71) volume: area * height;
( %o71)
10000 π
Maxima incluye algunas constantes útiles √
como el número e que se representa por %e, π representado por %pi y i = −1 por %i.
Funciones
Se pueden definir funciones mediante “:=” y evaluarlas
(%i75) f(x) := xˆ2 + a$
(%i76) f(5);
( %o76)
a + 25
(%i77) f(5), a = -5;
( %o77)
20
y funciones definidas por tramos como



x2 , x < 0
f (x) = 2x − 1 , 0 < x < 4

 1−x , x>4
(%i1) f(x):= if(x<0) then (xˆ2) else ( if(x<4) then (2*x - 1) else (1-x) );
cuya gráfica se muestra en la figura C.2
Derivadas
Resolver derivadas
(%i54) f(x) := xˆ2 $
(%i55) diff(f(x), x);
( %o55)
2x
(%i56) g(y) := sin(y)$
(%i57) g(f(x));
( %o57)
(%i58) diff( g(f(x)) , x);
( %o58)
sin x2
2 x cos x2
228
20
15
10
5
2
if x < 0 then x else (if x < 4 then 2*x-1 else 1-x)
25
0
-5
-10
-4
-2
0
2
4
6
8
10
x
Figura C.2: Función definida por tramos
Integrales
Otras de las operaciones que realiza Maxima incluye integrales definidas
e indefinidas
(%i73) integrate( sin(x), x);
( %o73)
−cos (x)
(%i74) integrate( sin(x), x, 0, %pi);
( %o74)
2
A veces Maxima necesita información adicional para evaluar una expresión, en cuyo caso pregunta, por ejemplo para evaluar una integral con una
constante positiva
(%i79) integrate( 1 / (xˆ2 + a), x);
Is a positive or negative?p;
( %o79)
atan
√
x
√
a
a
O bien se le indica de antemano utilizando la función “assume” y “forget”
para revertir la operación
(%i80) assume(a > 0)$
(%i81) integrate( 1 / (xˆ2 + a), x);
( %o81)
(%i82) forget(a > 0)$
atan
√
x
√
a
a
229
C.2. OPERACIONES CON MAXIMA
C.2.1.
Ecuaciones diferenciales
Resolver ecuaciones diferenciales de primer orden, y particularizar la
respuesta asignando un valor conocido de la función con “atvalue”
(%i84) eq1: L*diff(i(t),t,1)+R*i(t) = V;
( %o85)
i(t)R +
di(t)
L=V
dt
(%i86) atvalue(i(t),t=0,0)$
(%i87) desolve(eq1,i(t));
R
( %o87)
i(t)
V e− L t
V
−
R
R
o de segundo orden
(%i96) ode2( ’diff(y, t, 2) + omegaˆ2 * y = 0, y, t );
( %o96)
y = %k1 sin (ω t) + %k2 cos (ω t)
(%i97) ic2(%, t = 0, y = A, ’diff(y,t) = 0 );
( %o97)
y = A cos (ω t)
Gráficos
Se pueden realizar gráficos 2D o 3D
(%i98) plot2d([sin(x), cos(x)], [x,0, 2*%pi]);
(%i99) plot3d( exp(-xˆ2 - yˆ2), [x,-2,2],[y,-2,2]);
los resultados se muestran en la figura C.3 y C.4. Las funciones “wxplot2d”
y “wxplot3d” insertan el gráfico dentro de la celda de wxMaxima.
230
1
sin(x)
cos(x)
0.5
0
-0.5
-1
0
1
2
3
4
5
6
x
Figura C.3: Gráfico 2D
(
2
2
%e -y -x )
1
0.9
0.8
0.7
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0-2
-1.5
-1
-0.5
x
0
0.5
1
1.5
2 -2
-1.5
-1
-0.5
Figura C.4: Gráfico 3D
0
0.5
1
1.5
y
2

apunte teórico

Transcripción

Documentos relacionados